DE4410128A1

DE4410128A1 - Neodym-Laser langer Wellenlänge

Info

Publication number: DE4410128A1
Application number: DE4410128A
Authority: DE
Inventors: Norman Hodgson
Original assignee: Carl Zeiss SMT GmbH; Carl Zeiss AG
Current assignee: Carl Zeiss SMT GmbH; Carl Zeiss AG
Priority date: 1993-03-30
Filing date: 1994-03-24
Publication date: 1994-10-06
Also published as: US5351251A

Description

Die vorliegende Erfindung betrifft einen Neodym-Laser langer Wellenlänge, der insbesondere geeignet ist Laserstrahlung bei 1,444 µm zu erzeugen.

In der Laser-Technik existiert seit längerem der Wunsch nach einer Strahlungsquelle, die Laserstrahlung bei 1,444 µm erzeugt. Elektromagnetische Strahlung mit der Wellenlänge 1,444 µm ist als augensicher klassifiziert und bietet ein großes Anwendungspotential im militärischen als auch im zivilen Bereich; hierzu zählen z. B. die Entfernungsmessung, Vermessungstechnik, Telekommunikation, Laser-Radar und medizinische Anwendungen. Aus dem Stand der Technik sind nunmehr verschiedenste Ausführungsformen für Laser bekannt, die Strahlung bei dieser Wellenlänge liefern. So ist beispielsweise bekannt, daß ein derartiger Laser als Festkörperlaser ausgeführt werden kann, der Nd : YAG als aktives Lasermedium aufweist. Ferner sind verschiedenste andere Wirtsmaterialien für Nd⁺⁺⁺-Ionen als geeignetes Lasermedium bekannt.

Ferner sind verschiedenste Ausführungsformen von Lasern aus dem Stand der Technik bekannt, in denen das Lasermedium als Röhre, Stab oder in einer Slab-Geometrie ausgeführt ist. Unter der Slab-Geometrie wird im folgenden ein Lasermedium in Form einer rechteckförmigen Platte verstanden. Des weiteren ist aus dem Stand der Technik bekannt, verschiedenste Anordnungen zum Anregen eines Lasermediums zu verwenden, z. B. blitzlampengepumpte Anordnungen oder aber diodengepumpte Anordnungen.

Neodym-Laser bestehen üblicherweise aus einem kristallinen oder glasförmigen Wirtsmaterial, in das die Nd⁺⁺⁺-Ionen eingelagert werden. Das gebräuchlichste kristalline Wirtsmaterial ist Yttrium-Aluminium-Granat (YAG), ein Material mit einer gitterförmigen Struktur und der chemischen Zusammensetzung Y₃Al₅O₁₂. Alternativen zum Wirtsmaterial YAG sind z. B. Yttrium-Lithium-Fluorid (YLF), oder aber Yttrium-Aluminium-Oxid (YALO). Da wegen Problemen mit dem Kristallwachstum die maximale Länge von YAG-Stäben begrenzt ist, wird zusehends Glas als Wirtsmaterial für die Stäbe oder Scheiben des aktiven Lasermediums verwendet, um damit höhere Ausgangsleistungen zu erreichen.

Stabförmige Geometrie des Lasermediums

In verschiedene Veröffentlichungen aus dem Stand der Technik wird vorgeschlagen, einen Laser zu bauen, der Laserstrahlung bei 1,444 µm liefert und bei dem das aktive Lasermedium als Stab ausgeführt ist.

Die Nützlichkeit der 1,444 µm-Laserstrahlung insbesondere im medizinischen Bereich wurde u. a. beispielsweise im US- Patent US 5,048,034 erstmalig erwähnt. Dort wird explizit diskutiert, daß ein CO₂-Laser üblicherweise im FIR-Bereich des elektromagnetischen Spektrums emittiert. Diese Wellenlänge wird vom Wasseranteil in biologischem Gewebe nunmehr stark absorbiert. Dies bedeutet, daß wenn ein CO₂- Laser auf menschliches Gewebe fokussiert wird, eine Verdampfung des Gewebes stattfindet, da die Strahlung in den ersten Zellschichten bzw. dem darin enthaltenen Wasser absorbiert wird und zu einer explosiv-artigen Verdampfung des Wassers führt. Ein fokussierter CO₂-Strahl ist deshalb zum Schneiden von menschlichem Gewebe geeignet, um so skalpellähnliche Einschnitte vorzunehmen, bis der Strahl unterbrochen wird. Bei dieser Anwendung wirkt der CO₂-Laser des weiteren als "nichtblutendes" Messer, da kleine Blutgefäße im Bereich des Einschnittes sofort wieder verschlossen werden. Das Lasermedium ND : YAG hat nunmehr einen schwach-ausgeprägten Laserübergang bei der Wellenlänge 1,444 µm, der mit einer starken Wasserabsorptionsbande bei dieser Wellenlänge in biologischem Gewebe zusammenfällt. Demzufolge wird Strahlung mit einer Wellenlänge von 1,444 µm von Wasser stark absorbiert, so daß damit lediglich eine Eindringtiefe von etwa 0,3 mm erreicht wird. Im Gegensatz hierzu liegt die Eindringtiefe für Strahlung der Wellenlänge 1,32 µm in Wasser bei etwa 10 mm; die Eindringtiefe für Strahlung der Wellenlänge 1,064 µm im Wasser bei ca. 8 cm. Da nunmehr menschliches Gewebe zum größten Teil aus Wasser besteht, kann mit einem leistungsstarken, fokussierten Laserstrahl der Wellenlänge 1,444 µm ein skalpell-ähnlicher Einschnitt im Gewebe vorgenommen werden. Die Wirkung dieser Wellenlänge ist demnach äquivalent zu der Wirkung eines CO₂-Lasers.

Ein erkannt es Problem beim Bau eines Lasers der Wellenlänge 1,444 µm in ND : YAG-Technologie ist darin zu sehen, daß die Verstärkung im Lasermedium bei 1,444 µm nur sehr schwach ausgeprägt ist und der Übergang mit anderen Laser- Oszillationen bzw. Laserübergängen konkurriert. So weist z. B. der Übergang bei 1,064 µm einen etwa zehnmal größeren Verstärkungsfaktor auf. Ein weiteres bekanntes Problem beim Bau eines ND : YAG-Lasers bei 1,444 µm ist darin zu sehen, daß zwar ND : YAG bei 1,064 µm weitgehend transparent ist, jedoch bei 1,444 µm die Nd⁺⁺⁺-Ionen eine hohe Absorption zeigen. Dies beruht auf einem elektronischen Übergang zwischen den Zuständen ⁴I_9/2 → ⁴I_15/2, der einer Wellenlänge von 1,485 µm entspricht. Diese Absorption kann minimiert, jedoch nicht vollkommen eliminiert werden, indem das Wirtsmaterial mit Nd-Ionen in einer Konzentration dotiert wird, die weniger als ein halbes Gewichtsprozent des kompletten ND : YAG-Gewichtes ausmacht. Des weiteren kann diese Selbstabsorption der Nd⁺⁺⁺-Ionen bei 1,444 µm reduziert werden, indem der Laser-Kristall gekühlt wird, da diese Selbstabsorption primär dann auftritt, wenn sich die Absorptionslinie aufgrund von thermischen Einflüssen verbreitert.

Im oben genannten US-Patent wird festgestellt, daß es möglich ist, Strahlung der Wellenlänge 1,444 µm aus einem ND : YAG-Laser zu erhalten, indem ein aktives Lasermedium in Form eines Stabes gewählt wird und die Resonator-Spiegel so dimensioniert werden, daß ein Anschwingen von Laserübergängen bei 1,064 µm und 1,32 µm nicht erfolgt. Ferner ist es erforderlich, den Laser gepulst mit hoher Leistung anzuregen, im Gegensatz zu einer üblichen cw- Anregung. Unter diesen Voraussetzungen wird im obigen US- Patent festgestellt, daß mit einer gepulsten Anregung und einem Auskoppelspiegel, der etwa 20% der 1,444 µm- Strahlung transmittiert und 80% reflektiert, Laserausgangsstrahlung bei 1,444 µm realisiert werden kann, wobei die Eigenabsorption im Stab bei jedem Durchlauf des Lichtes bei etwa 20% liegt und die Laserleistung sich etwa gleichmäßig zwischen den Verlusten im Stab und der genutzten Ausgangsleistung verteilt.

Aus der Veröffentlichung "Eye-safe ND : YAG-Laser, S.K. Wong, P. Mathieu, P. Pace in Applied Physics Letters, Vol. 57, No. 7, 1990, S. 650-652" ist ebenfalls ein ND : YAG-Laser bekannt, der gepulst bei 1,444 µm betrieben wird. Hierfür werden Resonatorspiegel in einer einfachen linearen Anordnung verwendet, die eine geringe Reflektivität bei 1,064 µm aufweisen, um so die Strahlung bei 1,064 µm zu unterdrücken. Der vorgeschlagene ND : YAG-Laser umfaßt einen Stab mit 6 mm Durchmesser und 10 cm Länge, der

a) nicht-reflektierend für 1,064 µm und 1,444 µm beschichtet ist und
b) gepulst mittels zweier eng benachbarter Blitzlampen angeregt wird, die in einer diffus-reflektierenden Kavität angeordnet sind.

Mit einer solchen Anordnung wird mehr als 1 J Ausgangsenergie bei 1,444 µm erreicht. Die Laser-Effizienz, d. h. das Verhältnis aus Laser-Ausgangsenergie im Vergleich zu erforderlicher elektrischer Pumpenergie, beträgt hierbei 0,5%. Ferner ist-aus dieser Veröffentlichung bekannt, daß bei höherer Eingangs-Pumpenergie der 1,064 µm-Übergang auf Kosten der 1,444 µm-Laserstrahlung anschwingt.

Ein weiterer ND : YAG-Laser mit dieser Wellenlänge ist aus dem US-Patent US 5,091,991 bekannt. Dort wird festgestellt, daß die Ausgangswellenlänge 1,444 µm bzw. die mögliche Ausgangsleistung von folgenden Parametern abhängt:

a) der Länge L und dem Durchmesser D des Wirtskristalls;
b) der Konzentration N der Nd-Dotierung des Wirtskristalls;
c) der Intensität der Pumpstrahlung, sowie
d) der Reflektivität R der Resonatorspiegel in der optischen Kavität.

Unabhängig von der Tatsache, daß die grundsätzliche Bedeutung dieser Parameter damit schon bekannt ist, sind geeignete Werte dieser Parameter nichtsdestotrotz schwierig zu wählen. Diese Schwierigkeit resultiert z. B. daraus, daß beim Erhöhen der Intensität der Pumpleistung die Ausbildung sogenannter thermischer Linsen im Lasermedium ebenfalls ansteigt. Als Folge resultiert eine Verringerung der Ausgangsleistung. Weiter ist wohlbekannt, daß die Verstärkung im Lasermedium proportional zu e^L ist. Jedoch:

a) es ist schwierig, längere Kristallstäbe zu ziehen,
b) des weiteren ist es schwierig, Laserstrahlung bei 1,064 µm zu unterdrücken, wenn die Länge L des Laserstabes anwächst;
c) des weiteren wird mit wachsendem L die Selbst- Absorption des Lasermediums bei 1,444 µm bedeutend ausgeprägter.

Ähnlich verhält es sich beim Vergrößern des Durchmessers D des Laserstabes, der nicht unbedingt ein unmittelbares Ansteigen der Ausgangsleistung zur Folge hat, sondern vielmehr eine geringere Verstärkung und ein ungleichmäßigeres Anregen des Lasermediums bewirkt.

Wie bereits im zuerst genannten US-Patent US 5,048,034 angedeutet, wird eine hinreichende Ausgangsleistung des Neodym-Lasers bei 1,444 µm erreicht, indem der Neodym dotierte Wirtskristall gepulst angeregt wird und eine Neodym-Dotierung in der Größenordnung 1N aufweist. Hierbei ist ein 1N als Dotierungs-Normal definiert, das einem Dotierungsniveau von 1,1 Gew.% Neodym des Wirtskristalles entspricht. Ferner besitzt der Auskoppel-Spiegel eine Reflektivität von ca. 80% bei 1,444 µm. Desweiteren werden optische Elemente eingesetzt, die die Wellenlänge 1,064 µm unterdrücken. Dagegen wird im US-Patent US 5,091,911 vorgeschlagen, diesen Laser mit einer Neodym-Konzentration zwischen 0,3 N und 0,4 N zu betreiben, um dergestalt eine höhere Ausgangsleistung zu erreichen. Als insbesondere vorteilhaft wird darin eine Dotierungs-Konzentration von 0,4 N vorgeschlagen, bei einer Reflektivität des Auskoppel- Spiegels von ca. 90%. Dies steht im Gegensatz zum theoretischen Wert von 80% der über das sogenannte Rigrod- Modell vorausgesagt wird. Beim Bau eines solchen Lasers wird das aktive Lasermedium in Form eines Stabes von ca. 10 cm Länge und etwa 0,7 cm Durchmesser gewählt. Die beiden Enden des Stabes sind poliert und so beschichtet, daß minimale Reflektivität bei den Wellenlängen 1,064 µm und 1,32 µm auftritt. Des weiteren umfaßt der Laser-Resonator ein reflektierendes Gehäuse mit elliptischem Querschnitt, das aus Kupfer mit einer Gold-Beschichtung auf dessen Innenseite besteht, die als Reflektor der Blitzlampenstrahlung wirkt. Des weiteren wird im US-Patent 5,091,911 vorgeschlagen, metallbeschichtetes Glas hierfür einzusetzen. Ferner wird darin festgestellt, daß es vorteilhaft ist, die Blitzlampe und den Laserstab in den beiden Brennpunkten der elliptisch gewählten Pumpkammer anzuordnen. Ferner wird im US-Patent 5,091,911 vorgeschlagen, die Blitzlampe möglichst nahe am Laserstab anzuordnen. Hierbei sind der Laserstab und die Blitzlampe nahezu einander berührend im Zentrum einer zylindrischen Kavität angeordnet oder aber zwei Blitzlampen und ein einzelner Laserstab werden in einer doppelt-elliptischen Kavität angeordnet, deren Querschnitt wie zwei sich überlappende Ellipsen aussieht. Die Blitzlampen sind dabei in den beiden äußeren Brennpunkten angeordnet, der Laserstab im gemeinsamen Fokus. Ferner wird vorgeschlagen, den Laserstab und die Blitzlampe zu kühlen, indem ionisiertes Wasser in Röhren um den Laserstab und die Blitzlampe herum geführt wird. Die Röhren bestehen dabei aus Quarz- bzw. Glas, das mit Samarium dotiert wird. Ferner wird vorgeschlagen, als Blitzlampe eine Krypton- Lampe zu verwenden mit einem Durchmesser von 7 mm und einer Länge von 10 cm, die in gepulstem Betrieb arbeitet, um so Laser-Ausgangsstrahlung bei 1,444 µm zu erzeugen. Es wird dabei jeweils eine Spannung von ca. 600 Volt für die Dauer einer Millisekunde angelegt, die Wiederholrate beträgt ca. 30-100 Pulse pro Sekunde. Ebenso wird vorgeschlagen, andere Blitzlampen, wie z. B. Wolfram-Lampen oder andere Bogenlampen, die kontinuierlich arbeiten oder aber Xenon- Blitzlampen zu verwenden, die allesamt ebenfalls gepulst angeregt werden können. Des weiteren wird erwähnt, daß die Resonator-Spiegel bei 1,444 µm reflektieren müssen, aber so durchlässig wie möglich für die Wellenlängen 1,064 µm und 1,32 µm ausgelegt werden müssen. Als Beispiel wird hierfür ein Spiegel angeführt, der eine Reflektivität von 100% bei 1,444 µm aufweist, 50% Reflektivität bei 1,32 µm und 10% Reflektivität bei 1,064 µm. Ferner wird der Gebrauch eines 1 cm dicken Silikon-Fensters vorgeschlagen, das nichtreflektierend bei 1,444 µm beschichtet wird und im Laser-Resonator benachbart zum Laserstab angeordnet wird, um so Laser-Übergänge bei 1,064 µm zu unterdrücken. Schließlich wird vorgeschlagen, andere wellenlängenselektive Elemente wie Prismen oder Beugungsgitter zur Wellenlängen-Selektion einzusetzen.

In der Veröffentlichung "1,05-1,444 µm Tunability and Performance of the CW Nd³⁺: YAG-Laser, J. Marling, IEEE Journal of Quantum Electronics, Vol. QE-14, No. 1, January 1978, S. 56-62" wird ein ND : YAG-Laser beschrieben, bei dem das aktive Lasermedium mit einer Krypton-Bogenlampe gepumpt wird. Vorgesehen ist hierbei eine einfach-elliptische Pumpanordnung, wobei die Resonator-Spiegel beschichtet sind und eine Reflektivität R < 99,5% im Wellenlängenbereich 1,41-1,45 µm aufweisen sowie R < 50% im Wellenlängenbereich 1,32-1,36 µm.

Ferner ist aus der Veröffentlichung "1,05-1,444 µm Tunable High-Power Laser Emission on 18 CW Transitions in Nd: ³⁺YAG, J. B. Marling, IEEE J. Quant. Elect., Vol. 13, No. 9, S. 94-95" bekannt, polarisationsabhängige Elemente als wellenlängenselektiver Elemente in den Resonator einzubringen. Derartige Elemente, wie z. B. Prismen, bewirken aufgrund thermisch verringerter Doppelbrechung jedoch, daß andere Laserübergänge als bei 1,064 µm nicht mit höheren Ausgangsleistungen betrieben werden können. Deshalb wurde vorgeschlagen, sehr dünne Silizium-Etalons im Resonator zur Wellenlängenselektion anzuordnen, die geringe Verluste im Resonator bewirken und polarisationsunabhängig arbeiten. Des weiteren wird festgestellt, daß benachbarte Laser-Linien aufgrund der hohen effektiven Dispersion der Etalons relativ leicht diskriminiert werden können.

In der Veröffentlichung von S.K. Wong, P. Pace, P. Mathieu, J. Tulip "A Long Wavelength ND : YAG-Laser, in DREV Report 1990, S. 501-509" wird festgestellt, daß wegen der geringen Verstärkung des 1,444 µm-Überganges eine hohe Pumpleistung erforderlich ist. Jedoch bewirkt eine hohe Pumpleistung, daß nunmehr der 1,064 µm-Übergang aufgrund verstärkt auftretender spontaner Emission die gewünschte Besetzungsinversion des 1,444 µm-Überganges überdeckt und dadurch ein großer Anteil der Pump-Energie verloren geht. Desweiteren wird vorgeschlagen, nicht-reflektierende Beschichtungen vorzusehen, wenn der Laser mit hinreichenden Ausgangsleistungen bei 1,444 µm betrieben werden soll. Alternativ können die Enden des Laser-Stabes im Brewster- Winkel angeschrägt werden. Schließlich wird auch die Möglichkeit erwähnt, das aktive Lasermedium über Laserdioden zu pumpen.

Röhrenförmige Geometrie des Lasermediums

Verschiedenste Dokumente aus dem Stand der Technik schlagen vor, in einem Laser das aktive Lasermedium röhrenförmig zu gestalten.

Hierzu sei die Veröffentlichung "Emission characteristics of a tube-shape laser oscillator", David Milam, Howard Schlossberg, J. Applied Physic, Vol. 44, No. 5, May 1973, S. 2297-2299 erwähnt. Darin werden verschiedene Vorteile aufgeführt, die sich aus einer röhrenförmigen Geometrie des aktiven Lasermediums ergeben:

a) die Anordnung einer Blitzlampe in der Röhren-Bohrung bewirkt ein symmetrisches Pumpen;
b) ein flüssiges Kühlmedium, das entlang der inneren und äußeren Oberflächen der Röhre geleitet wird, gewährleistet eine effiziente Kühlung;
c) ein dünner Wand-Durchmesser der Röhre mit gleichzeitig großem Röhren-Außendurchmesser liefert ein großes Volumen des aktiven Lasermediums, das gleichzeitig effizient gekühlt werden kann.

Des weiteren wird in dieser Veröffentlichung ein Laser mit einem röhrenförmigen Lasermedium vorgeschlagen, der zwei separate Kühlsysteme aufweist. Ein erstes Kühlsystem befindet sich zwischen der Innenseite der Röhre und einer Pyrex-Ummantelung der Blitzlampe, während ein zweites Kühlsystem außerhalb der Röhre angeordnet ist.

Aus der Veröffentlichung "Inside-Pumped ND : YAG Tube Laser", U. Wittrock, H. Weber, Optics Letters, Vol. 16, No. 14, July 15, 1991, S. 1092-1094 ist ebenfalls ein derartiger Laser bekannt. Es wird festgestellt, daß ein aktives Lasermedium in röhrenförmiger Form günstige thermische Eigenschaften aufweist, da damit ein großes Volumen an aktivem Lasermedium aufgrund der großen Außenfläche der Röhre effizient gekühlt werden kann. Dadurch wird sowohl die Ausbildung sogenannter thermischer Linsen wie auch thermische Spannungen im Lasermedium reduziert. Des weiteren geht aus dieser Veröffentlichung hervor, daß für eine ND : YAG-Röhre von 35 mm Innendurchmesser und 9 mm Wandstärke die Heizleistung pro Einheitslänge 7,3mal höher sein kann als etwa für einen Laserstab. Des weiteren wird vorgeschlagen, das röhrenförmige Lasermedium anzuregen, indem Blitzlampen im Inneren der Röhre angeordnet werden und ein zylinderförmiger Reflektor die Laser-Röhre eng umschließt und lediglich ein enger Kühlkanal freigelassen wird. Als wesentlicher Vorteil einer derartigen Anordnung wird angeführt, daß die gesamte Pumpstrahlung inclusive der reflektierten Strahlung das kristalline Lasermedium erreicht. Schließlich beschreibt diese Veröffentlichung noch einen geeigneten Laseraufbau mit den folgenden Merkmalen:

a) eine hochreflektierende, dielektrische Beschichtung wird auf ein Ende der Röhre aufgebracht, um so einen flachen Resonator-Spiegel zu bilden;
b) das andere Röhrenende wird antireflektierend beschichtet;
c) destilliertes Kühlwasser, das entlang der Röhren- Außenfläche in Richtung des hochreflektierend beschichteten Röhrenendes fließt, wird in Richtung des Röhren-Innenraumes zurückgelenkt, um damit auch ein Kühlen von insgesamt 4 Blitzlampen zu gewährleisten;
d) planare Resonatoren werden eingesetzt, um auch bei geringen Pulsfrequenzen das Ausbilden thermischer Linsen in der Röhrenwand zu verhindern.

Der zuletzt erwähnte Aspekt wird ebenfalls in der Veröffentlichung "High Power Rod, Slab and Tube Lasers" U. Wittrock, NATO Sommer School Elba 1992, in Plenum NATO ASI Series 1992 diskutiert. Als geeignetster Resonator für einen Laser mit röhrenförmigem Lasermedium wird dabei ein planarer Resonator angesehen, der aufgrund thermischer Linsenbildung in der Röhrenwand zu einem torisch-stabilen Resonator wird.

Slab-Geometrie des Lasermediums

Verschiedenste Veröffentlichungen diskutieren die Möglichkeit einen Laser zu bauen, bei dem das aktive Lasermedium in Form eines Slabs, d. h. einer dünnen Scheibe oder Platte geformt ist.

Hierzu zählt z. B. die Veröffentlichung "The Slab Laser Shows its Stuff", W. P. Dobbins, H. von Arb, Lasers & Optronics, December, 1990, S. 43-46. Dort wird ein Slab-Laser vorgestellt, der bestimmte Vorteile gegenüber einer zylinder- bzw. stabförmigen Geometrie des Lasermediums aufweist. Der vorgeschlagene Slab-Laser ist als Festkörperlaser ausgeführt, der einen rechteckförmigen Kristall als Wirtsmedium für das aktive Lasermedium aufweist. Ein Problem der stabförmigen Geometrie des Lasermediums ist darin zu sehen, daß aufgrund linearer Ausdehnungsdifferenzen der Laserstab als dicke Linse fungiert, die einen temperaturabhängigen Brechungsindex aufweist.

Auf diese Problematik wird des weiteren in der Veröffentlichung "Beam parameters, mode structure and diffraction losses of slab lasers with unstable resonators", N. Hodgson, T. Haase, Optical and Quantum Electronics, Vol. 24, 1992, S. 903-926 hingewiesen. Dort wird festgestellt, daß das Hauptproblem beim Bau von Festkörper-Lasern in der Ausbildung sogenannter thermischer Linsen im aktiven Lasermedium zu sehen ist, was auf die Wärmeverteilung aufgrund des Pumpprozesses zurückzuführen ist. Dieses Problem kann um eine Größenordnung reduziert werden, indem beispielsweise eine Slab-Geometrie für das Lasermedium gewählt wird. Wesentliche Merkmale eines Lasers, der auf diesem Prinzip aufbaut sind:

a) die Seitenflächen des Slabs bzw. der Scheibe werden gepumpt und gekühlt;
b) die Unter- und Oberseite sind thermisch voneinander isoliert;
c) eine ungleichförmige Temperaturprofil-Ausbildung wird durch eine zickzackförmige Laserstrahl-Ausbreitung im Lasermedium kompensiert.

Die zuletzt erwähnte Veröffentlichung weist des weiteren daraufhin, daß bestimmte strahlqualitätsbeschränkende Einflüsse reduziert werden können, indem instabile Resonator-Geometrien eingesetzt werden. Der Vorteil derartige instabiler Resonatoren, z. B. planinstabiler Resonatoren, ist darin zu sehen, daß die Vergrößerung viel höher gewählt werden kann, um einen Ausgangsstrahl auszukoppeln, der wiederum eine gute Strahlqualität aufweist.

Die Veröffentlichung "Slab lasers: concept and implementation" J.R. Unternahrer, SPIE Vol. 1277, High- Power Solid State Lasers and Applications, S. 86-89 beschreibt die vielfältigen Möglichkeiten Reflektor- Anordnungen in Verbindung mit der Slab-Geometrie einzusetzen. Dies ist im Gegensatz zur stabförmigen Laser- Geometrie besser möglich, wo üblicherweise ein einziger Stab und ein oder zwei Blitzlampen von einer Einfach- oder Doppelellipse als Reflektor umgeben werden. Als typische Kühlungs-Flüssigkeiten werden in dieser Veröffentlichung Wasser oder aber Wasser-Ethylen Glycol-Mischungen vorgeschlagen, da die Flüssigkühlung sehr effizient ist, andererseits aber auch ein ein Abdichten der Slab- Endflächen erfordert.

Ein Hochleistungs-Slab-Laser ist aus dem Artikel "Performance of a 500 Watt Nd : GGG zigzag slab oscillator", L.E. Zapata et al, SPIE Vol. 1223 Solid State Lasers (1990), S. 259-273 bekannt. Dort wird insbesondere darauf eingegangen, daß eine ideale Pumpquelle eine Anregung der höheren Laserzustände mit hohem Wirkungsgrad ermöglicht, wenn der Großteil der aufgewandten Pumpenergie nicht in die Erwärmung des Lasermediums umgesetzt wird. Hierzu wird beispielsweise ein diodengepumpter ND : YAG-Laser vorgeschlagen. Die erforderliche Pumpleistung für das vorgeschlagene Laser-Design ist allerdings über Laserdioden derzeit noch nicht verfügbar, wenngleich die Laserdioden- Entwicklung gewaltige Fortschritte macht. Als Problem beim Bau eines Slab-Lasers wird in dieser Veröffentlichung angeführt, daß es schwierig ist den Kühlkreislauf abzudichten, ohne zu riskieren, daß die abdichtenden Flächen beschädigt werden und evtl. unerwünschte optische Eigenschaften aufweisen. Dieses Problem wird gelost, indem eine 1 µm dicke Beschichtung mit SiO₂ vorgesehen wird, die sowohl den Kontakt der Kühlflüssigkeit und der Dichtungs-O- Ringe mit den großen Pump-/Kühlflächen des slabförmigen Lasermediums sicherstellt. Ein weiterer Vorteil einer derartigen Beschichtung ist darin zu sehen, daß sie als antireflektierende Beschichtung für Pumpwellenlängen um etwa 810 nm fungiert. Dies wird beispielsweise auch in der oben erwähnten Veröffentlichung "High Power Rod, Slab and Tube Lasers" von U. Wittrock herausgestellt, wo eine dielektrische Beschichtung der Dicke 1-2 µm aus SiO₂ vorgeschlagen wird, die die Endflächen des Slabs umgibt. Damit wird eine wasserdichte Komplett-Abdichtung des gesamten Slabs möglich, ohne die Strahlqualität des Laserstrahls zu beeinflussen.

Die Veröffentlichung "High Average Power Slab Geometry Solid State Lasers", H.P. von Arb et al, SPIE Vol. 1021 High Power Solid State Lasers, 1988, S. 24-30 beschreibt ebenfalls einen möglichen Aufbau eines Slab-Lasers. Als entscheidende Punkte einer derartigen Geometrie des Lasermediums werden aufgeführt:

a) Pump-Reflektor-Geometrie;
b) gleichmäßige Kühlung der großen Oberflächen;
c) thermische Isolierung der kleinen Endflächen, um die Temperaturverteilung zwischen den beiden Endflächen zu kontrollieren, wobei die Endflächen üblicherweise im Brewster-Winkel angeschrägt werden;

Eine typische Anordnung beinhaltet dabei:

a) das slabförmige Lasermedium wird zwischen zwei transparenten Kühlflächen angeordnet, die in einem Metall-Rahmen versiegelt werden;
b) die Fläche zwischen den Kühlflächen und den Reflektor- Flächen der Pumpanordnung mit linearen Blitzlampen wird von zirkulierendem Kühlwasser umgeben;
c) die kleinen slab-Endflächen werden von Luft umgeben, die die erforderliche thermische Isolierung bewirkt.

Weiterhin wird vorgeschlagen, die transparenten Kühlflächen aus kristallinem, optisch poliertem Saphir herzustellen und in Kontakt mit den Slab-Oberflächen anzuordnen. Die Slab- Oberflächen werden mit einer Beschichtung mit niedrigem Brechungsindex (SiO₂) versehen, um eine möglichst vollständige interne Reflexion des Laserstrahles im Slab zu gewährleisten.

Eine weitere Slab-Anordnung ist schließlich aus dem Artikel "Performance of a Conduction Cooled Nd : Glass Zigzag Slab Laser", M.K. Reed, R.L. Byer, SPIE Vol. 1021 High Power Solid State Lasers, 1988, S. 128-135 bekannt. Dort wird vorgeschlagen, das slabförmige Lasermedium zwischen zwei polierten Saphir-Fenstern in einer evakuierten Umgebung anzuordnen. Abgedichtet und fixiert wird diese Anordnung mit einem Sillikon-Elastomers, das mittels eines geeigneten Klebemittels an den Ecken des Slabs befestigt wird. Der Slab wird gekühlt, indem eine turbulente transversale Wasserkühlung vorgesehen wird, die in Form von 2 mm starken Kühlleitungen über den Saphir-Fenstern ausgeführt ist. Der Slab wird von vier 300 mm langen Xenon-Blitzlampen gepumpt, die in einem goldbeschichteten Reflektor angeordnet werden.

Slab-Geometrie des Lasermediums - Diodenpumpen

Einige der vorher erwähnten Veröffentlichungen aus dem Stand der Technik weisen bereits darauf hin, daß es vorteilhaft sei, das aktive Lasermedium über eine Laserdioden-Anordnung zu pumpen.

Hierzu sei des weiteren die Veröffentlichung "High Average Power Diode Pumped Slab Laser", B.J. Comaskey et al., IEEE J. Quantum Electronics, Vol. 28, No. 4, April, 1992, S. 992-996 aufgeführt. Dort wird festgestellt, daß das Anregen eines Festkörpermediums mit einer Laserdioden-Anordnung eine Reihe von Vorteilen bietet, wie etwa längere Wartungsintervalle und geringere thermisch-bewirkte optische Störungen im Vergleich zur Anregung mittels Blitzlampen. Des weiteren bietet das Diodenpumpen eine höhere Systemeffizienz und eine kompaktere Anordnungsmöglichkeit. In dieser Veröffentlichung wird ferner festgestellt, daß ein seitlich mittels Laserdioden- Arrays hoher Leistung gepumpter Slab-Festkörperlaser mit einer zickzackförmigen internen Strahlausbreitung industriellen Anforderungen durchaus gerecht wird und mittlerweile auch realisierbar ist. Eine Möglichkeit zur Anordnung der Dioden ist etwa darin zu sehen, die Dioden über eine Fläche zu verteilen, die groß genug ist, daß keine thermischen Wirkungen auftreten und daß Linsensysteme, wie z. B. zylinderförmige Glasstäbe verwendet werden, um das Pumplicht in das Festkörper-Material einzukoppeln. Des weiteren wird vorgeschlagen, die Dioden möglichst eng benachbart anzuordnen, um eine hohe Strahlungsleistung zum Pumpen zu erreichen und thermisch isolierende Zwischenstücke in Form von Silikon-Mikrokanal- Kühlern vorzusehen, die für eine Kühlung einer derartigen Anordnung sorgen.

Zusammenfassend läßt sich feststellen,

a) es existiert eine Reihe von Vorschlägen im Stand der Technik zu einem Laser mit einer Ausgangswellenlänge von 1,444 µm, wobei das Lasermedium stabförmig dimensioniert ist;
b) es existiert eine Reihe von Vorschlägen für Laser einem röhrenförmigen aktiven Lasermedium;
c) ebenso existiert mittlerweile eine Vielzahl von Vorschlägen, in denen ein Laser beschrieben wird, bei dem das Lasermedium als slabförmig dimensioniert ist;
d) des weiteren ist bekannt, Laserdioden zum Pumpen eines Festkörperlasers zu verwenden.

Nichtsdestotrotz enthält der Stand der Technik keinerlei Hinweise, wie ein Laser, der eine Ausgangswellenlänge von 1,444 µm aufweist, möglichst hocheffizient und mit einer hohen Ausgangsleistung dimensioniert werden soll. Demnach liegt der vorliegenden Erfindung die Aufgabe zugrunde, einen Neodym-Laser langer Wellenlänge zu schaffen, der eine hohe Ausgangsleistung primär bei der Wellenlänge 1,444 µm liefert.

Diese Aufgabe wird gelöst durch einen Neodym-Laser langer Wellenlänge mit den Merkmalen des Anspruches 1. Vorteilhafte Ausführungsformen finden sich in den Unteransprüchen.

Die erwähnten Anforderungen werden von den verschiedenen, im folgenden beschriebenen Ausführungsbeispielen des erfindungsgemäßen-Lasers erfüllt, die jeweils einen Laser betreffen, der grundsätzlich bei 1,444 µm Laserstrahlung emittiert.

Im einzelnen werden verschiedene Ausführungsformen eines Neodym-Laser vorgeschlagen, der mit einem aktiven Lasermedium arbeitet, das in Form eines Stabes, einer zylinderförmigen Röhre und als Slab gewählt wird. Des weiteren sind Ausführungsformen vorgesehen, in denen ein Slab-Laser von Dioden-Arrays gepumpt wird.

Die wesentlichen Verbesserungen des erfindungsgemäß optimierte Neodym-Lasers langer Wellenlänge betreffen die jeweiligen Reflektoren, die den Laser-Resonator bilden. Des weiteren beeinflussen die Dimensionen des aktiven Materiales, wie die Struktur der Pumpanordnung die Ausgangsleistung. Wichtig sind weiterhin die Nd- Konzentration, die Struktur des Laser-Resonators und die Pump-Parameter wie etwa Pulsdauer, Pulsfrequenz und Pump- Energie.

Weitere Vorteile und Einzelheiten des erfindungsgemäßen Lasers ergeben sich aus der nachfolgenden Beschreibung von Ausführungsbeispielen anhand der beiliegenden Figuren.

Dabei zeigt

Fig. 1 den erfindungsgemäßen Laser in schematisierter Form, bei dem das aktive Lasermedium eine stabförmige Geometrie aufweist;

Fig. 2 in graphischer Form das berechnete Maximum der Ausgangsenergie E_out,max sowie die optimale Spiegelreflektivität R_opt als Funktion der Nd- Konzentration unter Verwendung der Gleichungen (1) und (4), dargestellt als Funktion der gespeicherten optischen Energie ⁿ ₀₁₁E_electr (Stabdurchmesser rd = 6,35 mm, Stablänge l = 100 mm, Pulsdauer δt = 0,65 ms, und Kavitäts- Wandreflektivität R_c = 0,97);

Fig. 3 in graphischer Form das berechnete Maximum der Ausgangsenergie E_out,max sowie die optimale Spiegel-Reflektivität R_opt als Funktion der Nd- Konzentration unter Verwendung der Gleichungen (1) und (4)1 dargestellt als Funktion der gespeicherten optischen Energie ⁿ ₀₁₁E_electr (Stabdurchmesser rd = 6,35 mm, Stablänge l = 150 mm, Pulsdauer δt = 0,65 ms und Kavitäts- Wandreflektivität R_c = 0,97);

Fig. 4 in graphischer Form das berechnete Maximum der Ausgangsleistung E_out,max und die optimale Spiegel-Reflektivität R_opt als Funktion der Nd- Konzentration unter Verwendung der Gleichungen (1) und (4), dargestellt als Funktion der gespeicherten optische Energie ⁿ ₌₀₁₁E_electr (Stabdurchmesser rd = 10,0 mm, Stablänge l = 100 mm, Pulsdauer δt = 0,65 ms und Kavitäts- Wandreflektivität R_c = 0,97);

Fig. 5 in graphischer Form die optimale Nd-Konzentration dargestellt als Funktion der gespeicherten optischen Energie ⁿ ₀₁₁E_electr mit dem Stabdurchmesser rd als Parameter;

Fig. 6 in graphischer Form die berechnete Ausgangsenergie pro Puls als Funktion der Nd- Konzentration, unter Verwendung der Gleichungen (1)-(3), für eine elektrische Pumpenergie von 500 J mit dem Stabdurchmesser rd in mm als Parameter (einfache elliptische Silberkavität mit Exzentrizität e = 0,39, K = 0,08, Lampendurchmesser ld = 6 mm, Kavitäts- Wandreflektivität R_c = 0,97, Spiegel- Reflektivität R = 0,85, Stablänge l = 100 mm, Pulsdauer δt = 0,65 ms);

Fig. 7 in graphischer Form die gespeicherte optische Energie ⁿ ₀₁₁E_electr, die benötigt wird um eine Ausgangsenergie von a) 2J und b) 4J zu erreichen, als Funktion der Spiegel-Reflektivität R dargestellt als Funktion des Stabdurchmessers rd (Pulsdauer δt = 0,65 ms, Nd-Konzentration C₀ = 0,8 at% und Kavitäts-Wandreflektivität R_c = 0,97);

Fig. 8 in graphischer Form das berechnete Maximum der Ausgangsenergie pro Puls bei 1,444 µm als Funktion der Wiederholfrequenz f unter Verwendung der Gleichung (1) in Kombination mit Gleichung (6) als Funktion des Stabdurchmessers rd (3-10 mm) für zwei verschiedene Stablängen: a) l = 101,6 mm und b) l = 152,4 mm;

Fig. 9-13 jeweils in schematisierter Form verschiedene Ausführungsformen zur Anordnung eines Stabes, einer Reflektoranordnung sowie einer Pumpanordnung in einem Laseraufbau gemäß Fig. 1;

Fig. 14 in graphischer Form die berechnete Ausgangsenergie pro Puls als Funktion der elektrischen Eingangsenergie E_electr für zwei verschiedene Pulsformen: a) gaußförmig und b) rechteckförmig, wobei die beiden oberen Graphen die entsprechende Pumplicht-Verteilung zeigen sowie den zeitlichen Verlauf der Laser-Emission bei einer Eingangs-Energie von 351 J (Stabdurchmesser rd = 6,35 mm, Stablänge l = 100 mm, Nd-Konzentration C₀ = 0,45 at%, V_s = 0,93, R = 0,8, ⁿ ₀ = 4%);

Fig. 15-17 jeweils in schematisierter Form verschiedenste Mehrspiegel-Resonator- Konfigurationen, die geeignet sind andere Wellenlängen als 1,444 µm zu unterdrücken;

Fig. 18 eine schematisierte Darstellung einer Laser- Kavität, in der ein Prisma zur Wellenlängen selektion eingesetzt wird;

Fig. 19 eine schematisierte Darstellung einer Laser- Kavität, in der ein Etalon zur Wellenlängen selektion eingesetzt wird;

Fig. 20 verschiedene schematisiert dargestellte Anordnungsmöglichkeiten eine Zwei-Stab-Anordnung in einer "Lens-Guide" -Konfiguration;

Fig. 21 in graphischer Form die berechnete Ausgangs- Energie pro Puls unter Verwendung von Gleichung (1) als Funktion der Eingangsenergie pro Stab für ein Einzelstab- und eine Zweistab-Anordnung dargestellt als Funktion der Spiegel- Reflektivität R (ⁿ ₀ = 0,044, V_s = 0,92 pro Stab, Stabdurchmesser rd = 6,35 mm, Stablänge l = 100 mm)

Fig. 22 eine schematisierte Darstellung eines Lasers, bei dem das aktive Lasermedium röhrenförmig gewählt wurde;

Fig. 23 in schematisierter Form den Querschnitt eines Lasers mit röhrenförmigem Lasermedium, wobei im Röhren-inneren dessen Inneren mehrere Blitzlampen zum Pumpen angeordnet sind;

Fig. 24 in schematisierter Form einen Querschnitt eines Lasers mit röhrenförmigem Lasermedium mit mehreren Blitzlampen, die außerhalb der Röhre zum Pumpen eingesetzt werden;

Fig. 25 in schematisierter Form, a) einen blitzlampengepumpten Slab-Laser, bei dem die Slab-Endflächen unter dem Brewster-Winkel abgeschrägt wurden und b) die zickzackförmige Strahlausbreitung im Slab;

Fig. 26 in schematisierter Form den gepumpten Bereich des ND : YAG-Slab-Kristalles;

Fig. 27 in graphischer Form die minimale gespeicherte optische Energie ⁿ ₀₁₁E_electr, die erforderlich ist, um eine Ausgangsenergie von 2 J zu erhalten, wobei ein Slab verwendet wird, der eine Höhe von 3 mm und eine Länge von 100 mm aufweist, dargestellt als Funktion der Slab-Breite w, wobei der untere Graph die optimale Spiegel- Reflektivität darstellt, bei der die minimalen, erforderlichen gespeicherten optischen Energien erreicht werden (Pulsdauer δt = 0,65 ms, V_s = 0,92);

Fig. 28 in graphischer Form die minimale gespeicherte optische Energie ⁿ ₀₁₁E_electr, die erforderlich ist, um eine Ausgangsenergie von 2 J zu erhalten, wobei ein Slab verwendet wird, der eine Höhe von 6 mm und eine Länge von 100 mm aufweist, dargestellt als Funktion der Slab-Breite w, wobei der untere Graph die optimale Spiegel- Reflektivität darstellt, bei der die minimalen, erforderlichen gespeicherten optischen Energien erreicht werden (Pulsdauer δt = 0,65 ms, V_s = 0,92);

Fig. 29 in graphischer Form die minimale gespeicherte optische Energie ⁿ ₀₁₁E_electr, die erforderlich ist, um eine Ausgangsenergie von 2 J zu erhalten, wobei ein Slab verwendet wird, der eine Höhe von 10 mm und eine Länge von 100 mm aufweist, dargestellt als Funktion der Slab-Breite w, wobei der untere Graph die optimale Spiegel- Reflektivität darstellt, bei der die minimalen, erforderlichen gespeicherten optischen Energien erreicht werden (Pulsdauer δt = 0,65 ms, V_s = 0,92);

Fig. 30 in schematisierter Form verschiedene Ausführungsformen eines blitzlampengepumpten Slab-Lasers;

Fig. 31 in schematisierter Form verschiedene Ausführungsformen der thermischen Isolierung eines Slab-Lasers;

Fig. 32 in schematisierter Form die Strahlausbreitung in Slab-Lasern verschiedener Ausführungsformen: a) Zwei-Spiegel-System, wobei der Slab brewster angeschrägte Endflächen aufweist, b) ein Drei- Spiegel-System mit flachen Endflächen, von denen eine hochreflektierend bei 1,444 µm beschichtet ist und c) ein System mit zwei antireflektierend beschichteten Endflächen und einem hochreflektierenden Spiegel am anderen Ende des Slabs;

Fig. 33 in schematisierter Form einen Slab-Kristall, der von einem zweidimensionalen Dioden-Array in bekannter Art und Weise gepumpt wird;

Fig. 34 in schematisierter Form einen ND : YAG-Slab, der von einer Seite mit einem 60 kW-Dioden-Array gepumpt wird, das eine Anregungs-Pulsdauern von 250 µsec liefert und die Ausgangsenergie des Slab-Lasers für 1,444 µm bei 2 J liegt;

Fig. 35 eine graphische Darstellung der Pumpenergie E_pump bei 808 nm, die erforderlich ist um eine Ausgangsenergie von 2 J bei 1,444 µm mit einem Slab zu erhalten, der eine Pumphöhe von 6 mm aufweist und eine Länge von 100 mm besitzt, dargestellt als Funktion der Slab-Breite w, wobei der untere Graph die korrespondierenden optimalen Spiegel-Reflektivitäten darstellt (Pulsdauer δt = 0,25 ms und V_s = 0,92);

Fig. 36 eine graphische Darstellung der Pumpenergie E_pump bei 808 nm, die erforderlich ist um eine Ausgangsenergie von 2 J bei 1,444 µm mit einem Slab zu erhalten, der eine Pumphöhe von 6 mm aufweist und eine Länge von 100 mm besitzt, dargestellt als Funktion der Slab-Breite w, wobei der untere Graph die korrespondierenden optimalen Spiegel-Reflektivitäten darstellt (Pulsdauer δt = 0,25 ms und V_s = 0,92);

Fig. 37 eine graphische Darstellung der berechneten Ausgangsenergie pro Puls bei 1,064 µm und 1,444 µm unter Verwendung der Gleichung (5) als Funktion der elektrischen Eingangsenergie E_electr, wobei eine Anregungseffizienz ⁿ ₀ von 5% sowie ein Verlustfaktor von 0,93 für beide Wellenlängen angenommen wurde.

Die vorliegende Erfindung bezieht sich auf einen Neodym- Laser langer Wellenlänge, der Laserstrahlung primär bei 1,444 µm liefert. Die im folgenden beschriebenen Ausführungsformen unterscheiden sich primär in der Geometrie des jeweiligen Lasermediums, d. h. stabförmige, röhrenförmige sowie Slab-Geometrie.

Stabförmige Geometrie des Lasermediums

Fig. 1 zeigt in schematisierter Form einen Laser (100), der ein aktives Lasermedium (10) besitzt, das in stabförmiger Geometrie ausgeführt ist. Der Stab (10) besteht aus einem kristallinen oder glasförmigen Wirtsmaterial, das mit Neodym dotiert wird. Die Dotierungskonzentrationen, die in bevorzugten Ausführungsbeispielen der vorliegenden Erfindung verwendet werden, werden im Verlauf der folgenden Beschreibung noch detailliert spezifiziert.

Wie in Fig. 1 dargestellt, umfaßt der Laser (100) ein Gehäuse (80), das die eigentliche Pump-Anordnung (20) beinhaltet. Die Pump-Anordnung (20) besteht aus einer optischen Kavität (21), in der eine Strahlungsquelle (23) angeordnet ist. Die Ausgestaltung der reflektierenden optischen Kavität (21), das jeweilige Material sowie die Plazierung der Strahlungsquelle (23) in bevorzugten Ausführungsbeispielen der vorliegenden Erfindung werden ebenfalls noch detailliert beschrieben werden. Ebenfalls werden weitere Ausführungsformen der Strahlungsquelle (23) für bevorzugte Ausführungsbeispiele noch detailliert erläutert werden.

Wie des weiteren in Fig. 1 ersichtlich, ist die Strahlungsquelle (23) sowie der Stab (10) jeweils von einer Kühlvorrichtung (27, 28) umgeben. Ausführungsformen geeigneter Kühlvorrichtungen innerhalb der erfindungsgemäßen Vorrichtung werden ebenfalls noch erläutert.

Wie weiterhin in Fig. 1 dargestellt, ist der Stab (10) in einer optischen Kavität (20) angeordnet, die zwei Resonatorspiegel umfaßt (31, 33). Ausführungsformen der Resonatorspiegel (31, 33) werden noch erläutert. Schließlich zeigt Fig. 1 die Stromquelle (40) zum Speisen der gepulst betriebenen Strahlungsquelle (23), die pulsweise Pumpstrahlung emittiert, die zum Anregen des aktiven Lasermediums (10) geeignet sind. Entsprechende Ausführungsformen geeigneter Stromquellen werden ebenfalls noch beschrieben.

In einer bevorzugten Ausführungsform des erindungsgemäßen Neodym-Lasers langer Wellenlänge besteht der Stab (10) aus einer kristallinen oder glasförmigen Wirtsstruktur, in die Nd⁺⁺⁺-Ionen eingelagert wurden. Das gebräuchlichste kristalline Wirtsmaterial für den Stab (10) ist Yttrium- Aluminium-Granat (YAG), ein Material mit einer gitterförmigen Struktur und der chemischen Formel Y₃Al₅O₁₂. Als Alternativen zu YAG zum Bau eines Lasers kann beispielsweise auch Yttrium-Lithium-Fluorid (YLF) und Yttrium-Aluminium-Oxid (YALO) eingesetzt werden. Da Probleme beim Kristallwachstum mit der Länge der YAG-Stäbe zunehmen, bietet sich auch Glas als Wirtsmaterial an. Die entgegengesetzten Enden des Stabes (10) sind poliert und in bekannter Art und Weise beschichtet. Hierbei ist die Beschichtung dergestalt, daß eine geringe Reflektivität für Wellenlängen bei 1,064 µm und 1,32 µm gewählt wurde. In einem bevorzugten Ausführungsbeispiel der vorliegenden Erfindung wird eine Neodym-Dotierungs-Konzentration gewählt, die zwischen 0,45 at% und 0,8-0,9 at% liegt. Die untere Grenze wird hierfür für Pumpenergien bei etwa 100 J gewählt, die obere Grenze ist geeignet für Pumpenergien zwischen 400-500 J. In einem bevorzugten Ausführungsbeispiel hat der Stab (10) eine Länge in der Größenordnung zwischen 75 mm und 180 mm, der Stab- Durchmesser liegt zwischen 4 mm und 10 mm.

In einem bevorzugten Ausführungsbeispiel der vorliegenden Erfindung ist die Stromquelle (40) in bekannter Art und Weise ausgeführt, um einen gepulsten Betrieb der Blitzlampe (23) zu gewährleisten. So wird z. B. die Blitzlampe von einem Gleichstromquelle (nicht dargestellt) in bekannter Art und Weise angetrieben um einen Simmer-Strom für die Blitzlampe (23) zu erzeugen. Der Simmer-Strom hält die Blitzlampe (23) dabei ständig in einem leitenden Zustand zwischen den einzelnen Pulsen. Des weiteren wird die Blitzlampe (23) von einer gepulsten Stromquelle (nicht dargestellt) gespeist, um so Strompulse variabler Dauer zu erzeugen, die im Bereich zwischen 0,3 ms bis etwa 1 ms liegen und eine variable Wiederhol-Frequenz aufweisen, die zwischen 0 Hz und etwa 100 Hz liegt. Des weiteren wird die Blitzlampe (23) in bekannter Art und Weise gezündet, indem ein - nicht dargestellter - "Triggering-Transformer" eingesetzt wird, der eine Reihe von Hochspannungsumformern aufweist und mit einer unabhängigen Treiberelektronik ausgestattet ist. Im bevorzugten Ausführungsbeispiel der vorliegenden Erfindung ist die Stromquelle (40) so ausgelegt, daß sie Ausgangsleistungen in einem variablen Bereich anbietet, so daß die Spitzenleistung der pumpenden Blitzlampe (23) in einem Bereich zwischen 50 kW und etwa 2,5 MW einstellbar ist.

In einem bevorzugten Ausführungsbeispiel der vorliegenden Erfindung ist die optische Kavität (21) so gestaltet, daß sie einen elliptischen Querschnitt aufweist und aus Metall, z. B. Kupfer mit einer Silberbeschichtung auf der Innenseite, gefertigt ist. Diese Beschichtung dient zum Reflektieren des von der Blitzlampe (23) gelieferten Pumplichtes.

Des weiteren ist es möglich, absorbierende Elemente in der Kavität anzuordnen, die Strahlung in der UV-Region des elektromagnetischen Spektrums absorbieren.

Die Strahlungsquelle (23) ist bevorzugterweise als Krypton- Blitzlampe ausgeführt, z. B. eine Krypton-Bogenlampe, die im gepulsten Betrieb arbeitet. Des weiteren sind die Blitzlampe (23) und der Stab (10) so angeordnet, daß sie auf den Foki der elliptischen Kavität (21) liegen. Es können jedoch auch andere Kavitäts-Konfigurationen eingesetzt werden, um die vorliegende Erfindung zu realisieren. Eine Alternativ- Konfiguration sieht beispielsweise eine Anordnung vor, bei der zwei Blitzlampen und ein einzelner Stab in einer doppelelliptischen Kavität angeordnet sind. Der Querschnitt einer derartigen Kavität ähnelt zwei überlappenden Ellipsen, wobei die Blitzlampen in den beiden äußeren Brennpunkten der Kavität angeordnet sind, während der Stab im Fokus angeordnet wird, der beiden Ellipsen gemeinsam ist.

In einer alternativen Ausführung kann die Blitzlampe (23) ferner in unmittelbarer Nähe des Stabes (10) angeordnet werden, wobei der Stab (10) und die Blitzlampen (23) wiederum unmittelbar benachbart zueinander im Zentrum einer z. B. zylindrischen Kavität angeordnet werden. Des weiteren können auch andere Anregungs-Strahlungsquellen eingesetzt werden, wie z. B. eine Wolfram-Lampe oder andere kontinuierlich arbeitende Bogenlampen sowie beispielsweise Xenon-Blitzlampen.

Im dargestellten Ausführungsbeispiel der vorliegenden Erfindung besteht die Kühlvorrichtung (27, 28) aus Röhren, durch die beispielsweise ionisiertes Wasser gepumpt wird. Wie in Fig. 1 dargestellt, umgibt die Röhre (27) die Blitzlampe (23) und sorgt für eine entsprechende Kühlung, die Röhre (28) dagegen umgibt den Stab (10) und sorgt für dessen Kühlung. Die Röhren (27, 28) sind aus Quarzglas gefertigt, das mit seltenen Erd-Ionen dotiert ist, z. B. Europium, Cerium oder Samarium.

In einem bevorzugten Ausführungsbeispiel der vorliegenden Erfindung umfaßt der eigentliche Resonator flache Spiegel (31, 33), wobei die Reflektivität des Auskoppel-Spiegels (31) für Strahlung der Wellenlänge zwischen 1,4 µm und 1,5 µm relativ hoch gewählt ist. Entsprechend niedrig ist bei diesem Spiegel die Reflektivität in einem vorbestimmten Bereich anderer Wellenlängen. Im einzelnen werden die geringeren Reflektivitäten R für andere Wellenlängen folgendermaßen gewählt:

a) weniger als 0,076 für Wellenlängen bei 1,064 µm;
b) weniger als 0,652 für Wellenlängen bei 1,338 µm;
c) weniger als 0,797 für Wellenlängen bei 1,335 µm;
d) weniger als 0,85 für Wellenlängen bei 1,33 µm und
e) weniger als 0,907 für Wellenlängen bei 1,321 µm.

Die gewählte hohe Reflektivität bei der Wellenlänge 1,444 µm beträgt 0,85.

Erfindungsgemäß werden die Gleichungen (1)-(4) verwendet, um einen optimalen Betrieb des 1,444 µm-Lasers zu gewährleisten.

wobei:
F: Querschnitt des Stabes,
l: Stablänge,
ⁿ ₀:Anregungseffizienz bei 1,064 µm,
σ: effektiver Wirkungsquerschnitt (= 5×10^-20 cm²),
R: Spiegel-Reflektivität,
V_s: Durchgangs-Verlust,
E_electr: elektrische Eingangsleistung,
δt: Pulsdauer,
I_s: Sättigungsintensität (= 12104 W/cm²),
n_s: Inversionsdichte, gegeben durch n_s= (8,5 - 2,5 C₀/1,2)10^-17 cm^-3 (wobei C₀ die Nd : Konzentration in at% darstellt).

Die Anregungseffizienz ⁿ ₀ ist definiert als das Verhältnis der gespeicherten optischen Energie zwischen den ⁴F_3/2 und ⁴I_11/2 Zuständen, z. B. der 1,064 µm Laserübergang, pro Einheit der elektrischen Eingangs-Energie. Für gepulste Blitzlampen kann die Anregungs-Effizienz ⁿ ₀ durch die folgende Gleichung (2) berechnet werden

wobei:
C₀: Nd:Konzentration in at-%,
rd: Stab-Durchmesser in mm,
R_c: Reflektivität der Kavität (0,94 für Gold und 0,97 für Silber),
ⁿ _ge: geometrische Übergangseffizienz.

Die Konstante K berücksichtigt die Energieverluste aufgrund von Quantendefekten, Strahlungseffizienz der Lampen etc. Obwohl K nicht analytisch bestimmt werden kann, ist es möglich, diesen Wert in einer Art und Weise angenähert zu bestimmen, die dem Fachmann als sogenanntes "Ray-Tracing" bekannt ist. Typische Werte für optimierte Kavitäten liegen bei K = 0,08 für Silber und K = 0,065 für Gold.

Die geometrische Übergangs-Effizienz ⁿ _ge berücksichtigt die Abbildungseigenschaften der Pump-Kavität. In relativ guter Näherung kann die Übergangs-Effizienz aus geometrischen Überlegungen heraus für eine einfache elliptische und doppel-elliptische Kavität bestimmt werden (siehe hierzu beispielsweise "Solid State Laser Engineering", Walter Koechner, Springer-Verlag, 1986, Seite 323-327). Für eine einfach-elliptische Kavität mit einer Exzentrität e und einem inneren Lampen-Durchmesser ld kann Übereinstimmung mit dem numerischen "Ray-Tracing"-Verfahren erreicht werden, indem folgende Beziehung für ⁿ _ge verwendet wird:

ⁿ _ge = (α+0,9 rd _* β/ld)/π (3)

wobei:
α = arccos [(1-0,5 (1-e²) (1+rd/ld))/e],
β = arcsin [ld _* sin (α)/rd].

Nichtsdestotrotz ist die Übergangs-Effizienz ⁿ _ge und der Faktor K normalerweise nicht bekannt und muß experimentell bestimmt werden, indem die Anregungs-Effizienz eines ND : YAG-Stabes mit bekannter Nd-Konzentration gemessen wird. Wenn ⁿ ₀₁₁ die gemessene Anregungs-Effizienz eines Stabes des Durchmessers rd mit der Nd-Konzentration 1,1 at% darstellt (entspricht der üblicherweise verwendeten Nd- Konzentration), dann läßt sich die Anregungs-Effizienz ⁿ ₀ bei jeder anderen Konzentration unter Verwendung von Gleichung (2) folgendermaßen ausdrücken:

Die Ausgangsenergie bei 1,444 µm kann nun als Funktion der gespeicherten optischen Energie N₀₁₁E_electr ausgedrückt werden.

Eine alternative Methode um die Ausgangsenergie zu bestimmen besteht darin, die unbekannte Konstante K in Gleichung 2 zu berechnen, indem die Anregungs-Effizienz bei einem beliebigen Stabdurchmesser rd und einer Nd- Konzentration C₀ gemessen wird. Die Anregungseffizienz als Funktion von rd und C₀ ist dann bekannt und kann in Gleichung (1) eingesetzt werden.

Die Fig. 2-4 zeigen in graphischer Form nunmehr die berechnete maximale Ausgangs-Energie E_out,max und die optimalen Spiegelreflektivitäten R_opt als Funktion der Nd- Konzentration unter Verwendung der Gleichungen (1) und (4), dargestellt als Funktion der gespeicherten optischen Energie ⁿ ₀₁₁E_electr. Um diese optimalen Werte zu erreichen, wurde die Reflektivität R in Gleichung (1) von 0.0-1.0 für jeden Wert der Dotierungs-Konzentration und der optischen Energie variiert. Dabei wurde gefunden, daß optimale Spiegel-Reflektivitaten im Bereich zwischen 85-90% liegen, abhängig von den Stabdimensionen. Dies ist in hervorragender Übereinstimmung mit den experimentellen Ergebnissen.

Des weiteren wurde gefunden, daß die optimale Dotierungs- Konzentration immer höher als 0,8 at% sein sollte, unabhängig davon welche Pump-Bedingungen gewählt werden. Fig. 5 zeigt in graphischer Form die optimale Nd- Konzentration ausgedrückt als Funktion der gespeicherten optischen Energie ⁿ ₀₁₁E_electr mit dem Stabdurchmesser rd als Parameter (R_c = 0,97).

Im folgenden wird diskutiert, wie das im Anhang beschriebene Modell eingesetzt werden muß, um einen optimierten 1,444 µm-Laser zu konstruieren.

Unter Verwendung dieses Modells wird zunächst angenommen, daß von einer Konfiguration ausgegangen wird, bei der der Stab (10) als ND : YAG-Stab gewählt wird mit

a) Stabdurchmesser rd;
b) Stablänge l; und
c) Nd-Dotierungs-Konzentration C₀.

Unter Verwendung dieser Informationen werden die erforderlichen Durchbruchs-Pumpenergien für die 1,064 µm Laser-Emission gemessen, wobei verschiedene Spiegel- Reflektivitäten verwendet werden. Dabei wird eine vorbestimmte Anregungs-Pulsbreite gewählt, die in der Nähe der gewünschten Ausgangs-Pulsbreite für die 1,444 µm- Laserstrahlung liegt. Aus einem Findlay-Clay-Plot kann man nunmehr die Anregungs-Effizienz ⁿ ₀ bestimmen. Aus dieser Messung läßt sich wiederum die unbekannte Konstante K in Gleichung (2) in Kombination mit Gleichung (3) bestimmen. Die Abhängigkeit von ⁿ ₀ vom Stabdurchmesser und der Nd- Konzentration ist dann bekannt. Unter Verwendung dieser Information und einem angenommenen Verlustfaktor V_s= exp(-0,008 cm^-1 _* l) dann kann man die Gleichungen (1) und (2) heranziehen, um die Ausgangsenergie E_out als Funktion der Pumpenergie E_electr zu bestimmen, während der Stabdurchmesser, die Nd-Konzentration, die Spiegel- Reflektivitäten und die Pulsbreite variiert werden. Aus einem derartigen Vorgehen ergibt sich dann der gewünschte optimierte Laser.

Die Fig. 6 zeigt in graphischer Form die berechnete Ausgangs-Energie pro Puls als Funktion der Nd- Konzentration, unter Verwendung der Gleichungen (1)-(3), für eine elektrische Pump-Energie von 500 J mit dem Stab- Durchmesser in mm als Parameter (einfach-elliptische Silber-Kavität mit Exzentrität e = 0,39, Lampen-Durchmesser ld = 6 mm, K = 0,08, Reflektivität der Kavität R_c = 0,97, Silber-Kavität mit Exzentrität e = 0,39, Lampen-Durchmesser ld = 6 mm, K = 0,08, Reflektivität der Kavität R_c = 0,97, Spiegel-Reflektivität R = 0,85, Stablänge l = 100 mm, Pulsdauer δt = 0,65 ms).

Des weiteren kann das vorgestellte Modell anderweitig eingesetzt werden. Hierbei wird angenommen, daß man nicht eine exakte Beschreibung der Pump-Kavität sowie des Stabes hat, sondern daß die einzige Vorgabe darin besteht, einen 1,444 µm-Laser zu bauen, der eine vorbestimmte Ausgangsenergie und Pulsdauer aufweist. In einem solchen Fall, werden die Gleichungen (1) und (4) herangezogen, um die gespeicherte optische Energie ⁿ ₀₁₁E_electr gemäß folgender Gleichung (5) zu bestimmen:

Das Verhältnis ⁿ ₀₁₁/ⁿ ₀ wird unter Verwendung von Gleichung (4) bestimmt. Die Fig. 7 zeigt in graphischer Form die gespeicherte optische Energie ⁿ ₀₁₁E_electr, die benötigt wird, um eine Ausgangsenergie von a) 2 J und b) 4 J als Funktion der Spiegelreflektivitäten R zu gewinnen. Als Parameter dient in dieser Darstellung der Stabdurchmesser rd (Pulsdauer δt = 0,65 ms, Nd-Konzentration C₀= 0,8 at%, und Reflektivität der Kavität R_c = 0,97). Die graphische Darstellung aus Fig. 7 liefert dann die optimalen Spiegelreflektivitäten und die erforderliche optische Energie.

Kavität dimensioniert werden muß, die eine Anregungs- Effizienz von ca. 4% liefern soll. Zu diesem Zweck können die Gleichungen (2) und (3) verwendet werden mit realistischen Werten für die Konstante K, z. B.
K = 0,06-0,07. Das Beispiel gemäß Fig. 7 liefert dann benötigte, elektrische Pump-Energien von 330 J und 625 J.

Wie aus dem Stand der Technik bekannt ist, besteht bei einem ND : YAG-Stab Bruchgefahr, wenn die elektrische Pumpleistung einen bestimmten Betrag übersteigt. Dies muß ebenfalls bei der Konstruktion eines optimierten 1,444 µm- Lasers berücksichtigt werden. Dies bedeutet, daß für jeden Wert der Ausgangs-Energie pro Puls die Pulsfrequenz unter einer bestimmten Obergrenze liegen muß, um einen Bruch des Laserstabes zu vermeiden. Die folgende Gleichung (6) bestimmt die maximale Ausgangsenergie als Funktion der Wiederholrate bzw. Pulsfrequenz f unter Verwendung der Gleichung (1):

ⁿ ₀E_electr = klP_F/f (6)

wobei:
P_F = 50 W/cm
f = Wiederholrate in Hz
l = Stablänge in cm.

Der Faktor k ist als Sicherheitsfaktor eingeführt, der als k = 0,9 gewählt wird. Dieser Sicherheitsfaktor gewährleistet einen sicheren Laserbetrieb, da damit eine bestimmte Entfernung vom Bruch-Limit gewählt wurde, bei dem k = 1 wäre. Durch Einsetzen von Gleichung (6) in Gleichung (1) und Variieren der Spiegel-Reflektivitäten erhält man eine maximale Ausgangs-Energie E_out für jeden Wert der Wiederholrate f. Fig. 8 zeigt in graphischer Form die berechnete maximale Energie pro Puls bei 1,444 µm als Funktion der Wiederholrate f unter Verwendung von Gleichung (1) in Kombination mit Gleichung (6), dargestellt als Funktion des Stab-Durchmessers für zwei verschiedene Stablängen: a) l = 101,6 mm, b) l = 152,4 mm. Wie in Fig. 8 dargestellt, erhält man ein Maximum der mittleren Ausgangs-Leistung von 80 Watt bei 1,444 µm mit einem 101,6 mm langen Stab, wobei ein Verlängern des Stabes auf 152,4 mm in einer Obergrenze für die Ausgangs-Leistung von 120 Watt resultiert.

Die Fig. 9-13 zeigen in schematisierter Form verschiedene Ausführungen und Konfigurationen des Laserstabes (10), der optischen Kavität (21) sowie der Pumpvorrichtung (23), die im Laser (100) aus Fig. 1 eingesetzt werden können.

Fig. 9 zeigt dabei ein bevorzugtes Ausführungsbeispiel, bei dem eine optische Kavität (21) mit elliptischem Querschnitt und einer äußeren Beschichtung (200) eingesetzt wird, wobei die Beschichtung (200) aus Metall oder Kunststoff besteht. Die innere, lichtreflektierende Schicht (201) ist an der inneren Oberfläche der äußeren Beschichtung (200) angeordnet. Die innere Schicht (201) kann aus Silber, Gold, Aluminium oder BaSO₄ hergestellt werden. Des weiteren ist es möglich eine Mischung aus diesen Materialien oder etwa ein dielektrisches Material einzusetzen. Wie in Fig. 9 dargestellt, ist das Innere der optischen Kavität (21) mit Quarz oder Glas ausgefüllt. Hierbei ist es möglich, das Quarz oder Glas mit seltenen Erd-Materialien zu dotieren, wie etwa Europium, Samarium oder Cer. Schließlich ist in Fig. 9 eine Stabbohrung (203) innerhalb der Kavität vorgesehen, in der der Stab (10) angeordnet wird. Des weiteren ist eine Blitzlampen-Bohrung (204) dargestellt, die zur Aufnahme der Blitzlampe (23) in der Kavität dient. Die beiden Bohrungen (203, 204) sind in den Brennpunkten des ellipsenförmigen Querschnittes angeordnet, wobei die Querschnitts-Ellipse durch die äußere Schicht (201) definiert wird.

Die in Fig. 10 dargestellte optische Kavität (121) ist im wesentlichen identisch mit der Kavität (21) aus Fig. 9. Lediglich der Querschnitt der in der Fig. 10 dargestellten Kavität (121) ist als Querschnitt zweier sich schneidender Ellipsen ausgeführt. Die Blitzlampen-Bohrungen (215, 216) in der Kavität sind dabei in den beiden äußeren Brennpunkten der beiden Ellipsen angeordnet. Die Stab- Bohrung (217) hingegen wird im gemeinsamen Fokus der beiden Ellipsen angeordnet. Die anderen Einzelheiten der Kavität (121) sind identisch mit denen der oben beschriebenen Kavität (21) auf Fig. 9.

Eine weitere Ausführungsform der optischen Kavität (131) ist in Fig. 11 dargestellt. Diese hat einen elliptischen Querschnitt und die äußere Schicht (220) ist in gleicher Art und Weise gefertigt wie die Schicht (200) im Ausführungsbeispiel der Fig. 9. Ebenso identisch ist die innere Schicht (221) mit der in der Fig. 9 dargestellten inneren Schicht (201). Des weiteren ist im Ausführungsbeispiel der Fig. 11 jedoch eine zusätzliche Schicht (223) an der inneren reflektierenden Schicht (221) angeordnet. Diese zusätzliche Schicht (223) kann aus Quarz oder Glas gefertigt sein, wobei wiederum möglich ist, das Quarz oder Glas mit seltenen Erd-Materialien wie Europium, Samarium oder Cer zu dotieren. Die Stab-Bohrung (225), in der der Stab (10) angeordnet wird sowie die Blitzlampen- Bohrung (227), in der die Blitzlampen (23) angeordnet wird, sind wiederum in den Brennpunkten der Querschnitts-Ellipse angeordnet, die durch die äußere Schicht (221) definiert ist. Schließlich wird die Stab-Bohrung (225) von einer ersten Kühlröhre (228) ebenso umgeben wie die Blitzlampen- Bohrung (227) von einer zweiten Kühlröhre (229). Die beiden Kühlröhren (228, 229) stellen Kanäle dar, in denen Kühlflüssigkeit zirkulieren kann, um den Stab (10) sowie die Blitzlampe (23) zu kühlen. Die Kühlröhren (228, 229) sind aus Quarz oder Glas gefertigt, das sowohl undotiert und aber wiederum dotiert mit seltenen Erd-Materialien wie Europium, Samarium oder Cer sein kann.

Wie in Fig. 12 dargestellt, umfaßt die optische Kavität (141) dieses Ausführungsbeispieles eine äußere Trag- Struktur (240), die einen elliptischen inneren Querschnitt aufweist. Die äußere Trag-Struktur (240) ist aus Metall oder Kunststoff gefertigt. Die innere lichtreflektierende Schicht (241) ist an der Innenfläche der äußeren Trag- Struktur (240) angeordnet. Die innere Schicht (241) kann aus Silber, Gold, Aluminium oder BaSO₄ gefertigt sein. Des weiteren ist es möglich, eine Mischung dieser Materialien oder aber ein dielektrisches Material hierfür zu verwenden. Wie des weiteren in Fig. 12 dargestellt, ist eine Stab-Bohrung (235), in der der Stab (10) angeordnet wird sowie eine Blitzlampen-Bohrung (237), in der die Blitzlampe (23) angeordnet wird, in den Brennpunkten der Ellipse angeordnet, die durch den Querschnitt der Innenseite der Trag-Struktur (240) definiert wird. Der Stab (10) wird von einer ersten Kühlröhre (238) umgeben wie die Blitzlampe (23) von einer zweiten Kühlröhre (239). Die Kühlröhren (228, 229) stellen wiederum Kanäle dar, in denen eine Kühlflüssigkeit zirkulieren kann, um den Stab (10) und die Blitzlampe (23) zu kühlen. Die Kühlröhren (228, 229) können wiederum aus Quarz oder Glas, das undotiert oder aber mit seltenen Erd-Materialien wie Europium, Samarium oder Cer dotiert ist, gefertigt werden. Schließlich ist in Fig. 12 ein Quarz- oder Glas-Fenster (236) dargestellt, das mit seltenen Erd-Materialien dotiert ist und zwischen dem Stab (10) und der Blitzlampe (23) angeordnet wird.

In Fig. 13 ist wiederum eine optische Kavität (151) dargestellt, die in derselben Art und Weise gefertigt ist, wie die Kavität (141) aus Fig. 11. Unterschiedlich hierzu ist jedoch die Querschnittsfläche der Innenseite der Struktur (250) ausgeführt, die aus sich überschneidenden zwei Ellipsen besteht. Ferner sind jeweils dotierte Fenster (254, 256) zwischen dem Stab (10) und den Blitzlampen (23, 24) angeordnet. Wie in Fig. 13 dargestellt, ist die reflektive Schicht (251) an der Innenseite der Struktur (250) angeordnet. Die Kühlröhren (261, 262, 263) umgeben wiederum die beiden Blitzlampen (23, 24) und den Stab (10).

In einer bevorzugten Ausführungsform der vorliegenden Erfindung besteht die Pump-Kavität für den 1,444 µm-Laser aus einem Silber-Reflektor. Dies ist sowohl für eine einfach- oder doppel-elliptische Pump-Kavität vorteilhaft. Diese Wahl ergab sich aus dem Vergleich experimenteller Ergebnisse im CW-Betrieb bei 1,064 µm und im gepulsten Betrieb bei 1,444 µm mit einer gold-beschichteten Kavität und einer Sm-dotierten Quarz-Kühlröhre, die den Stab umgab, sowie einer silber-beschichteten Kavität und einer Eu dotierten Quarz-Kühlröhre um den Stab. In beiden Fällen umgaben jeweils Ce-dotierte Kühlröhren die Blitzlampen. Im 1,444 µm-Betrieb mit der doppel-elliptischen Kavität konnte die Gesamt-Effizienz bei einer Eingangs-Energie von 250 J um 40% sowie einer Eingangs-Energie von 500 J um 25% verbessert werden. Dies bedeutet, daß die Anregungs- Effizienz um etwa 20% verbessert werden kann, wenn eine Silber-Kavität verwendet wird. Eine ähnliche Verbesserung ergab sich mit einer einfach-elliptischen Kavität im CW- Betrieb bei 1,064 µm. Des weiteren kann die Effizienz gesteigert werden, indem die Kavitäten-Länge etwa 10-15% länger gewählt wird als die Bogenlänge der Blitzlampen. Dies hängt damit zusammen, daß der Anteil der Pump- Strahlung, der die Kavität durch Lecks verläßt damit verringert werden kann.

Eine Reihe weiterer Verbesserungen im Laser (100) aus Fig. 1 werden im folgenden beschrieben, wobei jede einzelne Verbesserung die Gesamt-Effizienz des Systemes um jeweils 5-10% vergrößert. Zusammen sollten diese Verbesserungen eine Erhöhung der Gesamt-Effizienz in der Größenordnung zwischen 30% und 50% bewirken.

In einer bevorzugten Ausführungsform der vorliegenden Erfindung wird die Stromquelle (40) in bekannter Art und Weise ausgeführt, um Ausgangs-Signale derart zu erzeugen, daß die Pump-Vorrichtung (23) ein rechteckförmiges Pump- Profil liefert. Ein geeignetes Verfahren hierzu sieht vor, die Entladung mit einem IGB-Transistor (Insulated gate bipolar) zu schalten, wobei die Schaltfrequenz vom Entladungsstrom gesteuert wird. Gemäß der vorliegenden Erfindung vergrößert ein rechteckförmiges Pump-Pulsprofil die Spitzenpumpleistung im Vergleich zu der erreichbaren Pumpleistung, die über einem gaußförmiges Pump-Pulsprofil erzeugt wird um ca. 10% für die gleiche Pulsdauer und die gleiche Eingangsenergie. Entsprechend wird mit einem derartigen Pump-Pulsprofil auch eine Verbesserung der Klein-Signal-Verstärkung sowie eine erhöhte Effizienz des Lasers erreicht. Fig. 14a und 14b zeigt jeweils in graphischer Form die berechnete Ausgangsenergie pro Puls als Funktion der elektrischen Eingangsenergie E_electr für zwei verschiedene zeitliche Pump-Pulsformen:

a) gausförmig und
b) rechteckförmig,

wobei die beiden oberen Graphen jeweils die entsprechende Pumplichtverteilung sowie den zeitlichen Verlauf der Laseremission bei einer Eingangsenergie von 351 J (Stabdurchmesser rd = 6.35 mm, Stablänge l = 100 mm, Nd- Konzentration C₀ = 0,45 at%, V_s = 0,93, R = 0,8, ⁿ ₀ = 4%) zeigen. Bei einer hohen Eingangsenergie, z. B. bei Energien im Bereich zwischen 400-600 J, kann die Effizienz um ca. resultiert eine Effizienzverbesserung zwischen 15% und 20%.

Wie oben diskutiert kann die Ausgangsleistung vergrößert werden, wenn eine-optimale Nd-Konzentration zwischen 0,8 und 0,9 at% gewählt wird. Weitere Effizienz-Verbesserungen können erreicht werden, indem die Abmessungen des aktiven Lasermediums optimiert werden. So kann etwa ein größerer Stab-Durchmesser verwendet werden, da die Absorptionslänge für die Pumpstrahlung ebenso wie die geometrische Übergangs-Effizienz (Gleichung (3)) damit vergrößert wird. Leider wird die Strahlqualität sowie der Wirkungsgrad des Gesamt-Systemes jedoch schlechter, wenn der Stab- Durchmesser zu groß wird. Aufgrund dieser Überlegungen erweist sich ein Stab mit einem Durchmesser von ca. 8 mm als vorteilhaft.

In Übereinstimmung mit einem bevorzugten Ausführungsbeispiel der vorliegenden Erfindung, wird erwartet, daß die Effizienz des Lasers vergrößert werden kann, wenn ein Laser-Stab mit einer Blitzlampe in einer einfach-elliptischen Kavität angeordnet wird. Dies erweist sich als vorteilhaft gegenüber dem Pumpen des Stabes mit zwei Blitzlampen in einer doppel-elliptischen Kavität. Für einige Anwendungen erreicht man mit einer einzelnen Blitzlampe jedoch nicht die erforderlichen hohen Pumpleistungen. In einem solchen Fall ist es möglich, zwei Blitzlampen in einer doppel-elliptischen, silberbeschichteten Kavität einzusetzen.

Des weiteren ergibt sich eine Verbesserung der Strahlqualität, indem symmetrisch-angeordnete flache Resonatorspiegel (31, 33) im Resonator mit der geeignet vergrößerten Resonator-Länge l eingesetzt werden. Die Strahlqualität ist abhängig von Beugungseffekten, Ausbildung thermischer Linsen sowie sphärische Aberration.

Berechnungen zur Strahlqualität bei 1,444 µm wurden vorgenommen, wobei die Strahlqualität als Funktion der Eingangsleistung für verschiedene Resonatoren bestimmt wurde. Die Ergebnisse zeigen, daß die Strahlqualität verbessert wird, wenn eine Resonatorspiegel-Kombination aus flachen Spiegeln eingesetzt wird. Dies erweist sich gegenüber einer Resonatorkonfiguration mit konkaven und flachen Spiegel als vorteilhaft. Ein Nachteil tritt jedoch bei verlängertem Resonator in der Form auf, daß die Übergangs-Effizienz geringfügig absinkt. Ein derartiges Absinken liegt im Bereich von ca. 10%, da längere Resonatoren empfindlicher hinsichtlich der sphärischen Aberration sind.

Ein bevorzugtes Ausführungsbeispiel des Laser-Resonators gemäß der vorliegenden Erfindung umfaßt deshalb zwei flache Spiegel im Resonator wie oben beschrieben. Die Unterdrückung anderer Wellenlängen als 1,444 µm wird erreicht, indem zwei externe, unter 45° angeordnete, hochreflektierende Spiegel verwendet werden (hochreflektierend bei 1,444 µm). Eine derartige Anordnung wird etwa in der noch nicht veröffentlichten Patentanmeldung "Mehrwellenlängen-Laser" mit dem Aktenzeichen P 4336058.0 explizit beschrieben. Eine derartige Konfiguration ergab sich, als ein Laser getestet wurde, bei dem Reflektivitäten R der Spiegel für 1,064 µm unter 5% und die Reflektivität R für 1,32 µm unter 50% lag. Obwohl erwartet wurde, daß Wellenlängen außer 1,444 µm nicht anschwingen würden, wurde Strahlung bei 1,064 µm detektiert. Bei hohen Nd-Konzentrationen konnte auch Strahlung der Wellenlänge 1,32 µm nachgewiesen werden. Tatsächlich ergab sich, daß ca. 10% der Gesamt- Ausgangsleistung auf diese unerwünschten Wellenlängen entfielen. Eine Analyse der korrespondierenden Moden strukturen zeigte, daß ein ringförmiges Moden-Profil vorlag, das andeutet, daß die anderen Wellenlängen lediglich in den äußeren Bereichen des Stabes eine Besetzungsinversion erreichten. Demnach ist es nicht möglich war, Ausgangs-Leistung bei anderen Wellenlängen in die entsprechende Ausgangs-Leistung bei 1,444 µm umzuwandeln, indem etwa Resonator-Spiegel gewählt werden, die eine geringere Reflektivität bei diesen Wellenlängen aufweisen oder aber durch die bloße Wahl von 3- oder 4-Spiegel-Resonatoren (bzw. ein oder zwei interne 45° HR Spiegel). Eine Analyse zeigte, daß zwar die konkurrierenden Wellenlängen dergestalt unterdrückt werden konnten, die Ausgangsleistung bei 1,444 µm jedoch nicht gesteigert werden konnte. Als Grund hierfür ist anzuführen, daß die 1,444 µm-Linie nicht in den äußeren Bereichen des Laser stabes oszilliert, was auf sphärischer Aberration aufgrund der thermischen Linsenbildung zurückzuführen ist. Als Ergebnis bewirkt diese sphärische Aberration, daß die Moden-Struktur insgesamt einen verringerten Strahldurchmesser im aktiven Medium produziert. Die Inversion in den Rand-Bereichen kann nun von anderen Wellenlängen ausgenutzt werden. Wie gering demnach auch die Reflektivitäten für andere Wellenlängen gewählt werden, es wird der 1,444 µm-Übergang nichtsdestotrotz nie in den Rand-Bereichen des Stabes anschwingen. Demnach wird erfindungsgemäß ein einfacher Zwei-Spiegel-Resonator in Kombination mit zwei externen, unter 45° angeordneten hochreflektierenden Spiegeln als bevorzugte Ausführungsform für einen 1,444 µm-Resonator angesehen.

In den Fig. 15-17 ist in jeweils schematisierter Form dargestellt, welche Spiegel-Konfigurationen in einem Resonator eingesetzt werden können, um andere Laser- Wellenlängen als 1,444 µm zu unterdrücken. Wie in den Fig. 15-17 gezeigt, sind die Spiegel (300-301, 303-305, 306-308) jeweils hochreflektierend beschichtet für 1,444 µm und hochdurchlässig für andere Wellenlängen wie etwa 1,064 µm und 1,32 µm. Die Fertigung derartiger Spiegel stellt Stand der Technik dar. Der Auskoppel-Spiegel (310), der jeweils in den Fig. 15-17 dargestellt ist, wird in Übereinstimmung mit den oben genannten Anforderungen gefertigt.

Fig. 18 zeigt in schematisierter Form eine Laser-Kavität, in der ein Laserstab (10) angeordnet ist. Die Laser-Kavität umfaßt einen Spiegel (351), der hochreflektierend insbesondere für 1,444 µm ausgelegt ist und weitestgehend durchlässig für die Wellenlängen 1,064 µm und 1,32 µm wirkt. Der Auskoppel-Spiegel (353) ist gemäß obiger Vorgaben gefertigt. Ferner ist ein Prisma (355) vorgesehen, das aus Quarz, Glas oder SF₆ gefertigt und mit verschiedenen Schichten (357, 359) versehen ist. Die Schichten (357, 359) sind so gewählt, daß sie in einem relativ großen Wellenlängen-Bereich um 1,444 µm anti reflektierend wirken. Das Prisma (355) ist unter einem Winkel e im Resonator angeordnet. Das Prisma (355) verhindert das Anschwingen von Laser-Strahlung bei anderen Wellenlängen, als im erwähnten breitbandigen Bereich um 1,444 µm und dient demnach ebenfalls zum Unterdrücken der anderen, unerwünschten Wellenlängen.

Fig. 19 zeigt in schematisierter Form eine weitere Laser- Kavität, in der ein Laserstab (10) angeordnet wird. Die Laser-Kavität umfaßt einen Spiegel (360), der hochreflektierend speziell für 1,444 µm und weitgehend durchlässig für 1,064 µm und 1,32 µm ist. Ferner ist ein Auskoppel-Spiegel (361) vorgesehen, der gemäß obiger Vorgaben gefertigt wird sowie ein Etalon (365). Das Etalon (365) ist in bekannter Art und Weise gefertigt und dient innerhalb der Laser-Kavität ebenfalls dazu, das Anschwingen anderer Wellenlängen als 1,444 µm zu unterdrücken. Das Etalon (365) besteht aus zwei planen, parallelen, dielektrisch beschichteten Oberflächen, zwischen denen eine Reihe von Reflexionen erfolgt. Die Transmission des Etalons (365) ist eine Funktion der Dicke sowie der jeweiligen Wellenlänge, wobei maximale Transmission vorliegt, wenn die Phasen-Differenzen zwischen den durchgelassenen Strahlen ein ganzzahliges Vielfaches ihrer jeweiligen Wellenlänge betragen.

Gemäß vorliegender Erfindung kann auch eine Zwei-Stab- Anordnung vorteilhaft sein, da damit die doppelte Ausgangsleistung erreicht werden kann, während gleichzeitig die Strahlqualität erhalten bleibt. Alternativ ist es möglich, die Strahlqualität zu verbessern, während die Ausgangsleistung konstant bleibt. In den Fig. 20a und 20b sind in schematisierte Form Zwei-Stab-Anordnungen in verschiedenen Ausführungsformen dargestellt. Bei Konfigurationen gemäß Fig. 20 bleiben die Strahlparameter- Produkte identisch, wenn die zusätzlichen Stäbe in einer linsenleiter-ähnlichen Art und Weise angeordnet werden. Wie in Fig. 20a dargestellt, sind zwei ND : YAG-Stäbe (12, 13) in einer linsenleiter-ähnlichen Konfiguration in einem Laser-Resonator angeordnet, wobei der Laser-Resonator aus einem Spiegel (371) besteht, der für 1,444 µm hochreflektierend sowie hochdurchlässig für 1,064 µm und 1,32 µm wirkt. Des weiteren ist ein Auskoppel-Spiegel (372) gemäß den obigen Vorgaben vorgesehen.

Gemäß Fig. 20b ist es auch möglich, einen weiteren Laser stab (13) außerhalb des Laser-Resonators vorzusehen, der als weiterer Verstärker dient. Die Anordnung gemäß Fig. 20b bewirkt ein identisches Strahlqualitäts-Parameter Produkt, während die Ausgangsleistung verdoppelt wird. Für einen 1,444 µm-Laser ist jedoch die Konfiguration gemäß Fig. 20b weniger optimal, da die Sättigungs-Intensität höher ist als die Intensität des einfallenden Laserstrahles und demnach die Energie-Ausbeute im Verstärker nicht besonders hoch ausfällt. Des weiteren ist die Verstärker- Ausbeute für den 1,064 µm-Übergang relativ hoch, so daß der Großteil der gespeicherten Energie in Laser-Oszillation bei 1,064 µm resultiert, die zwischen den Stab-Endflächen anschwingen bzw. durch spontane Emission abgegeben werden. Als Ergebnis resultiert demnach als optimale Konfiguration die in Fig. 20a dargestellte Anordnung.

Soweit es die Ausgangsenergie pro Puls betrifft würde es keinen Unterschied machen, wenn man zwei Stäbe mit der halben Eingangsleistung pumpt, z. B. 3,75 kW, anstelle etwa einem einzigen Stab mit der Eingangsleistung von 7,5 kW zu pumpen. Dies ist in Fig. 21 graphisch dargestellt, wo die berechnete Ausgangs-Energie pro Puls unter Verwendung von Gleichung (1) als Funktion der Eingangs-Energie pro Stab für eine Ein-Stab- bzw. eine Zwei-Stab-Konfiguration dargestellt ist. Als Parameter wurden die Spiegelreflektivitäten R verwendet (ⁿ ₀ = 0,044, V_s = 0,92 pro Stab, Stabdurchmesser rd = 6.35 mm, Stablänge l = 100 mm). Die optimale Spiegel-Reflektivität ist nunmehr höher zu wählen, da das Volumen des aktiven Lasermediums nunmehr verdoppelt wurde (Schwellenintensität halbiert) und gleichzeitig der Einfluß des "Konzentrations-Quenching" sich weniger auswirkt.

Im Vergleich zu einem Resonator mit einem einzigen Laser- Stab, liefert das Zwei-Stab-System (nunmehr mit der doppelten Resonatorlänge 80 cm) ein um 20% schlechteres Strahlqualitäts-Parameter-Produkt. Für eine noch weitergehende Optimierung kann ein längerer Resonator gewählt werden, wobei jedoch immer ein System mit einem einzelnen Stab gleicher Resonatorlänge die gleiche Ausgangsleistung und eine bessere Strahlqualität liefert. Wird jedoch gewünscht, die Ausgangsleistung zu erhöhen, erweist sich das Zwei-Stab-System als die bessere Wahl. Z.B. kann mit zwei Stäben in einem 1 m langen Resonator mit zwei flachen Spiegeln, bei dem jeder Stab mit 7,5 kW gepumpt wird, eine Ausgangsleistung in der Größenordnung von 120 W erreicht werden und das Strahlqualitäts- Parameter-Produkt unter 16 mm mrad liegt.

Röhren-Geometrie

In Fig. 22 ist in schematisierter Form ein Laser (400) dargestellt, dessen aktives Lasermedium als Röhre (410) gewählt wurde. In einem bevorzugten Ausführungsbeispiel ist die Röhre (410) aus ND : YAG-Material gefertigt. Das Innere des umgebenden Gehäuses (420) ist mit einer Reflektorschicht (430) versehen. Die Reflektorschicht (430) kann aus Gold, Silber, Spectralon, Keramik etc. gefertigt werden. Wie in Fig. 22 dargestellt, sind des weiteren Blitzlampen (440, 450) innerhalb der Röhre (410) angeordnet und in Serie zueinander geschaltet. Die Blitzlampen (440, 450) sind ferner in einer Kühlröhre (460) angeordnet, wobei der Pfeil mit dem Bezugszeichen (470) die Richtung der strömenden Kühlflüssigkeit innerhalb der Kühlröhre (460) veranschaulicht. Die Kühlröhre (460) ist aus Quarz oder Glas gefertigt und kann sowohl undotiert oder aber mit seltenen Erd-Materialien wie z. B. Europium, Samarium oder Cer dotiert werden. Als Kühlflüssigkeit kann ionisiertes Wasser eingesetzt werden. Der Resonator für den Laser (400) wird durch den Auskoppel-Spiegel (480) (Auskoppel-Spiegel (480) ist gemäß obiger Vorgaben gefertigt, d. h. die Reflektivität ist bei 1,444 µm wie oben diskutiert gewählt und antireflektierend beschichtet für 1,064 µm und 1,32 µm) und eine dielektrischen Beschichtung (490) gebildet, die an der Oberfläche des einen Röhrenendes (410) angeordnet ist. Diese Oberfläche ist gegenüber dem Auskoppel-Spiegel (480) angeordnet (die dielektrische Beschichtung (490) ist hochreflektierend für 1,444 µm und weitestgehend nicht reflektierend für 1,064 µm und 1,32 µm).

Die Bruchgrenze der Röhre liegt deutlich höher als die eines stabförmigen Lasermediums. Dies bedeutet, daß die mittlere Ausgangsleistung einer derartigen Konfiguration die Ausgangsleistung eines Laser-Stabes gleicher Länge um einen Faktor 10 übersteigen kann, abhängig jedoch von den Abmessungen der Röhre. Wenn d₁ und d₂ den inneren und äußeren Durchmesser einer Röhre bezeichnen, ergibt sich das Verhältnis von Ausgangsleistung P_out,max der Röhre und des Stabes gleicher Länge l als:

P_out,max ^tube/P_out,max ^rod = (π/2) (d₂+d₁)/(d₂-d₁) (7)

Auf diese Art und Weise ergibt sich für einen Innendurchmesser von 20 mm und einer Wandstärke von 6 mm, daß die maximale Ausgangsleistung der Röhre 4,2mal so hoch ist wie die eines Stabes gleicher Länge. Für den 1,444 µm- Übergang bedeutet es speziell, daß die Pulsfrequenz über 100 Hz liegen kann, womit Puls-Energien von 4 J realisiert werden können.

Die Röhren-Geometrie ist weiterhin vorteilhaft, da das Pumplicht vom Kristallmaterial besser absorbiert wird, da die Blitzlampen im Inneren der Röhre angeordnet werden. Die Effizienz des Pump-Prozesses wird üblicherweise durch die Anregungs-Effizienz charakterisiert. Diese ist definiert als Verhältnis aus gespeicherter optischer Energie zur elektrischen Eingangsenergie. Für einen ND : YAG-Stab, der bei 1,444 µm betrieben wird, liegen typische Anregungs- Effizienzen bei 1,444 µm zwischen 3% und 4%. Wird eine Röhre mit einer Wandstärke von 5 mm oder mehr verwendet, so können diese Werte verdoppelt werden.

Da die gekühlte Oberfläche der Röhre relativ groß im Verhältnis zum eigentlichen Volumen ist, ergibt sich eine gute Wärme-Ableitung in einem Laser mit einem röhrenförmigen Lasermedium. Dies bedeutet, daß die gesamte Vorrichtung geringeren Temperaturen ausgesetzt ist, was wiederum das Ausbilden thermischer Linsen sowie sphärischer Aberrationen minimiert. Die sphärischen Aberrationen im gepumpten ND : YAG-Lasermedium resultieren bekannterweise aus
der Temperaturabhängigkeit der Wärmeleitung. Das weniger ausgeprägte Temperatur-Profil in der Röhrengeometrie, bewirkt deshalb eine insgesamt verbesserte Laser-Effizienz. Die Minimierung sphärischer Aberrationen ist wichtig, um parasitäre Wellenlängen zu unterdrücken und das gesamte aktive Lasermedium für die 1,444 µm-Linie zur Verfügung zu stellen. Eine geringere Brechkraft ist damit unmittelbar mit einer verbesserten Strahlqualität verbunden.

Zum Vergleich der thermischen Effekte im stabförmigen und röhrenförmigen Lasermedium bei gleicher Länge werden die folgenden Beziehungen herangezogen.

Für die Brechkraft D gilt:

D_tube = 2 _* D_rod _* d_r ²/(d2²-d₁ ²) (8)

wobei dr der Stabdurchmesser ist, d₁ der innere Röhrendurchmesser und d₂ der äußere Röhrendurchmesser.

Für die Temperaturdifferenz δT zwischen Zentrum und Oberfläche gilt:

δT_tube = 0.5 _* δT_rod(d₂-d₁)/(d< ;S 55991 00070 552 001000280000000200012000285915588000040 0002004410128 00004 55872UB<2+d₁) (9)

Eine Röhre mit 20 mm Innendurchmesser und einer Wandstärke von 6 mm liefert im Vergleich zu einem Stab mit 6,35 mm Durchmesser demnach eine Brechkraft, die um einen Faktor 7,5 geringer ist sowie eine um 9mal geringere Temperatur- Differenz. Zur Herleitung der oben genannten Gleichungen, wurden gleiche Kristall-Längen und gleiche Wärmeverteilung angenommen.

In Fig. 23 ist in schematisierter Form der Querschnitt eines röhrenformigen Lasers mit mehreren, im Innern angeordneten Blitzlampen daregstellt, die zum Pumpen des röhrenförmigen Lasermediums dienen.

In Fig. 24 dagegen zeigt in schematisierter Form den Querschnitt eines röhrenförmigen Lasers mit mehreren, außerhalb der Röhre angeordneten Blitzlampen. Wie in Fig. 23 dargestellt, sind die Blitzlampen (461) im Innern einer Kühlröhre (471) angeordnet, wobei die Kühlröhre (471) wiederum innerhalb der ND : YAG-Röhre (410) verläuft. Die Kühlröhre (471) ist aus Quarz oder Glas gefertigt, kann dabei undotiert oder aber mit seltenen Erd- Materialien wie z. B. Europium, Samarium oder Cer dotiert werden. Wie weiterhin in Fig. 23 dargestellt, ist das röhrenförmige Lasermedium (410) von einem Reflektor (451) in Form einer Beschichtung umgeben. Diese Beschichtung wirkt dabei wie die Beschichtung (430) aus Fig. 22. Wie in Fig. 24 dargestellt, sind Blitzlampen (481-484) außerhalb der ND : YAG-Röhre (410) angeordnet, die Kühlröhre (475) ist innerhalb der ND : YAG-Röhre (410) angeordnet. Die Kühlröhre (475) ist wiederum aus Quarz oder Glas gefertigt und kann dotiert oder undotiert sein wie im vorher beschriebenen Ausführungsbeispiel. Ferner ist in Fig. 24 erkennbar, daß die Laser-Röhre (410) von einem Reflektor (419) umgeben ist, der wiederum wie die reflektierende Beschichtung (430) aus Fig. 22 ausgeführt ist. Weitere alternative Ausführungsformen hierzu existieren, bei denen beispielsweise bis zu 8 Blitzlampen außerhalb der Röhre angeordnet werden.

Beim Bau eines Lasers auf Grundlage der Röhren-Geometrie erweist sich gemäß vorliegender Erfindung als vorteilhaft, den Innendurchmesser zwischen 5 und 40 mm zu wählen, die Wandstärke liegt zwischen 2 und 15 mm, die Röhrenlänge zwischen 50 und 180 mm. Neodym-Konzentrationen erweisen sich als vorteilhaft, die zwischen 0,3 at% und 1,1 at% liegen. Die Elektrische Eingangsleistung liegt vorteilhafterweise zwischen 50 J-1000 J. Ferner werden Pump-Pulse eingesetzt, die Dauern zwischen 0.2 ms und 1,5 ms haben und eine Wiederholfrequenz zwischen 0,1 Hz - 100 Hz aufweisen. Die Spiegel-Reflektivitäten für die Laser-Kavität sind identisch mit denen eines stabförmigen Lasermedium. Des weiteren werden vorteilhafterweise Beschichtungen mit den folgenden Eigenschaften an den Röhrenendflächen verwendet:

a) die Fläche (417) aus Fig. 22 wird hochreflektierend für 1,444 µm und hochdurchlässig für 1,064 µm und 1,32 µm ausgelegt (diese Endfläche dient als hochreflektierender flacher Resonator-Spiegel),
b) die Fläche (416) aus Fig. 22 ist antireflektierend für alle drei Wellenlängen (hohe Transmission für 1,064 µm, 1444 µm und 1,32 µm)

Blitzlampengepumpter Slab-Laser

Fig. 25 zeigt in schematisierter Form

a) einen blitzlampengepumpten Slab-Laser (510), dessen Endflächen (511) unter dem Brewster-Winkel angeschrägt sind,
b) die zickzack-förmige Strahlausbreitung im scheiben- (slab-)förmigen aktiven Lasermedium (510).

Wie in Fig. 25a dargestellt, wird der Slab (510) seitlich mit Blitzlampen (521, 522) durch Quarz- oder Glasfenster (531) gepumpt. Diese Fenster können dotiert oder aber undotiert ausgeführt sein, wie oben beschrieben. Ferner sind weitere Blitzlampen (523, 524) vorgesehen, die ebenfalls ein Pumpen des Lasers über weitere Quarz- oder Glasfenster (532) ermöglichen. Eine der Blitzlampen (521, 522) sind in einer ersten Reflektoranordnung (542) angeordnet, andere Blitzlampen (523, 524) in einer zweiten, weiteren Reflektoranordnung (541). Die Reflektoranordnungen (541, 542) umfassen reflektierende Schichten mit Eigenschaften wie oben beschrieben.

Die Ober- und Unterseite des Slabs (502) wird jeweils über Isolatoren (551, 552) thermisch isoliert. Der Pfeil mit dem Bezugszeichen (561) deutet ferner die Strömungs-Richtung der Kühlflüssigkeit im Laser (500) an.

Die Slab-Geometrie bietet eine Reihe von Vorteilen im Vergleich zur üblichen Stab-Geometrie des aktiven Lasermediums. Zunächst reduziert sich bekannterweise der Effekt der thermischen Linsenbildung um mindestens einen Faktor 20 im Vergleich zur Stab-Geometrie. Dies ist insbesondere dann der Fall, wenn ein Strahl sich in x- Richtung zick-zack-förmig ausbreitet und in der y-Richtung gemäß Fig. 25a jeweils eine thermische Isolation vorgesehen ist. Für einen Slab endlicher Länge sollten idealerweise keinerlei störenden thermischen Effekte mehr auftreten. Unvorteilhafterweise bilden sich in einem Slab endlicher Länge jedoch Spannungen zwischen den einzelnen Seiten bzw. Endflächen auf, was wiederum in einer negativen Brechkraft in y-Richtung resultiert, sowie einer geringen positiven Brechkraft in der hierzu senkrechten Richtung. Eine weitere Folge der nur minimalen thermischen Effekte ist in der verbesserten Strahlqualität zu sehen. Mit einem üblichen stabilen Resonator ist es möglich, Strahlqualitäts-Parameterprodukte zu erhalten, die unter 5 mm mrad liegen. Dies gilt sogar im Betrieb mit hoher Anregungsleistung und einer Ausgangsleistung von über 400 Watt. Strahlqualitäts-Parameterprodukte unter 2 mm mrad wurden aus dem Stand der Technik für einen ND : YAG-Slab bekannt, der 850 W mittlere Ausgangsleistung in Verbindung mit einem instabilen Resonator lieferte.

Ein weiterer Vorteil der Slab-Geometrie ist die hohe Bruchgrenze, die mit der Wurzel aus dem Verhältnis von Slab-Hähe zu zweifacher Slab-Breite ansteigt. Dies bedeutet, daß ein slab-förmiges Lasermedium, das die gleiche Bruchgrenze wie ein stab-förmiges Lasermedium aufweist, doppelt so dick gewählt werden kann. Da es üblich ist, ND : YAG-Slabs einzusetzen, die viermal höher als breit sind, bedeutet dies, daß die maximale Ausgangsleistung aus einem Slab im Vergleich zur Ausgangsleistung eines Stabes gleicher Länge verdoppelt werden kann.

Ein weiterer Vorteil, insbesondere für den 1,444 µm- Übergang, ist bei gewählter Slab-Geometrie darin zu sehen, daß der Laser-Strahl nahezu das komplette Volumen des Kristalls ausfüllt. Obwohl eine Strahlquerschnitts- Reduktion wegen sphärischer Aberrationen erfolgen kann, bleibt das vom Moden-Volumen gefüllte aktive Volumen stets konstant. Dies bedeutet, daß die gesamte Besetzungsinversion für die 1,444 µm-Linie zur Verfügung steht und keine anderen Wellenlängen beobachtet werden. Dies bewirkt eine um ca. 10-15% erhöhte Gesamt-Effizienz im Vergleich zur stabförmigen Geometrie.

Des weiteren eignet sich die Slab-Geometrie speziell zum Pumpen mittels Laserdioden, da zweidimensionale Laserdioden-Arrays eng benachbart zu den großen Seitenflächen des Slabs angeordnet werden können. Sofern hohe Pump-Leistungen benötigt werden, was für den 1,444 µm- Laser der Fall ist, erweist sich die Stab-Geometrie nämlich nicht als optimal geeignet zum Pumpen mittels Laserdioden- Arrays.

Im folgenden wird eine Berechnung dargestellt, wie die erforderliche Eingangs-Pump-Energie für einen Slab-Laser bestimmt werden kann. Hierbei wird ein Slab der Breite w und der Höhe h betrachtet, der über eine oder beide Seitenflächen gepumpt wird. Das gepumpte Volumen hat eine Höhe b, was bedeutet, daß die gepumpte Querschnittsfläche F gegeben ist durch F = b _* w. In Fig. 26 wird das gepumpte Volumen des ND : YAG-Slab-Kristalles dargestellt. Gleichung (5) wird nunmehr verwendet (wobei rd durch w ersetzt wird), um die optische Energie zu bestimmen, die nötig ist um einen ND : YAG-Slab anzuregen, der eine Nd- Dotierungskonzentration von 1,1 at% aufweist und das Verhältnis ⁿ ₀₁₁/ⁿ ₀ durch Gleichung (4) gegeben ist.

Die Fig. 27-29 zeigen die minimal erforderliche optische Pump-Energie, um eine Ausgangsenergie von 2 J aus einem 100 mm langen Slab zu erhalten als Funktion der Nd- Konzentration, wobei die Slab-Breite als Parameter dient. Für die dargestellten Graphen wurde die Spiegel- Reflektivität R variiert. Die optimalen Spiegel- Reflektivitäten zu den minimalen optischen Energien sind in weiter unten beschriebenen Figuren dargestellt. Da die gleiche formelmäßige Beziehung wie für das stabformige Lasermedium verwendet wurde, resultierten auch ähnliche Ergebnisse. Bemerkenswert ist, daß der Betrieb des Slab- Lasers relativ unempfindlich gegenüber Veränderungen in der Nd-Konzentration sowie der gepumpten Fläche F ist. Falls man an einem Ausgangs-Strahl interessiert ist, der die gleiche Strahl-Qualität in x- und y-Richtung aufweist, so wird die Pumphöhe b und Breite w vorteilhafterweise gleich gewählt. Geeignete Parmater liegen bei b = w = 6-7 mm sowie einer Nd-Konzentration von 0,8 at%. Für einen 7 mm dicken ND : YAG-Slab läßt sich eine Anregungs-Effizienz Anregungs-Effizienz als Funktion der Slab-Breite (w = rd) und der Nd-Konzentration C₀ zu bestimmen. Für einen Slab- Laser kann die Pump-Effizienz dabei auf den Wert "Eins" gesetzt werden, da alle die Lampen verlassenden Lichtstrahlen auch in das aktive Lasermedium gelangen.

Im folgenden wird nunmehr kurz auf die Ausgestaltung des eigentlichen Lasers eingegangen. Ähnlich wie bei einer stabförmigen Laser-Geometrie, wird die höchste Anregungs- Effizienz erreicht, wenn nur eine einzige Blitzlampe verwendet wird. Als bevorzugte Ausführungsform ist demnach eine einfach-elliptische Quarz-Kavität anzusehen, bei der eine Blitzlampe in das Slab-Zentrum abgebildet wird. In den Fig. 30a-30c sind in schematisierter Form verschiedene Ausführungsformen eines blitzlampen-gepumpten Slab-Lasers dargestellt. Die Seitenflächen des Slab-Lasers (610) sind jeweils mit einer 2 µm-dicken Quarzschicht beschichtet, die als anti-reflektierende Beschichtung bei ca. 808 nm ausgelegt wird.

Wie in Fig. 30a dargestellt, ist eine Blitzlampe (615) in einem Gehäuse (617) angeordnet, wobei das Innere des Gehäuses (617) mit einer reflektierenden Schicht (619) versehen ist. Die reflektierende Schicht (619) besteht hierbei aus Materialien wie etwa Silber, Gold oder z. B. BaSO₄. Die Blitzlampe (615) ist von einem weiteren Material (621) umgeben, wobei dieses Material aus Quarz oder Glas besteht, was wiederum mit seltenen Erd-Materialien dotiert werden kann oder auch nicht. Auf der entgegengesetzten Seite des Slabs (610) ist ein flaches Gehäuse (620) angeordnet, dessen innere Oberfläche ebenfalls mit einer reflektierenden Schicht (627) versehen wird. Diese besteht wiederum aus Silber, Gold oder BaSO₄. Schließlich ist ein Quarz- oder Glas-Fenster (629) eng benachbart zu dieser reflektierenden Schicht (627) angeordnet. Als Ergebnis einer derartigen Anordnung wird das Pumplicht der Blitzlampen (615), das den Slab (610) durchdringt, wieder durch das silber-beschichtetes Glasfenster zurückreflektiert. Ferner sind Kühl-Anordnungen vorgesehen, die aus longitudinalen oder transversalen Kanälen mit Bohrungsdurchmessern zwischen 1 mm und 1,5 mm bestehen, die auf einer der beiden Seitenflächen des Slabs angeordnet werden. Um thermische Effekte aufgrund sich ausbildender Spannungen zu minimieren, ist es wichtig, die unteren und oberen Teile des Slabs nicht zu pumpen. Ferner werden jeweils thermische Isolatoren (631, 633) am Slab angeordnet, wie in den Fig. 30a-30c dargestellt.

In Fig. 30b ist eine Blitzlampe (615) dargestellt, die im Innern eines Gehäuses (641) angeordnet wird. Das Gehäuse (641) hat eine elliptische Querschnittsfläche und das Innere dieses Gehäuses (617) ist mit einer reflektierenden Schicht (642) versehen. Hierfür kann wieder eine reflektierende Beschichtung bestehend aus Materialien wie z. B. Silber, Gold oder BaSO₄ verwendet werden. Die Blitzlampe (641) ist in einem Fokus des elliptischen Querschnittes des Gehäuses (641) angeordnet, das Zentrum des Slabs (610) im anderen Fokus des elliptischen Querschnittes. Das Innere des Gehäuses (641) ist mit Material (643) gefüllt, das undotiert oder aber mit seltenen Erd-Materialien wie etwa Europium, Samarium oder Cer dotiert wird.

Schließlich umfaßt das Ausführungsbeispiel der Pump- Anordnung in Fig. 30c zwei ellipsenförmige Kavitäten, die in gleicher Art und Weise gefertigt werden und in gleicher Art und Weise angeordnet werden, wie das Gehäuse (641) und die Blitzlampe (615) in Fig. 30b.

In Fig. 31 sind in schematisierter Form verschiedene Ausführungen der thermischen Isolierung (631, 632) aus Fig. 30 dargestellt. Im Ausführungsbeispiel der Fig. 31a besteht die Isolierung (661) aus einem Silikon-Gummi wie z. B. Sylgard 186, Kunststoff, Keramik, Glas oder Metall. In Fig. 31b ist eine Schicht (663) aus einer Gold oder Silber zwischen dem Salb und der eigentlichen Isolierung vorgesehen, die eigentliche Isolierung (662) ist aus Metall oder Keramik gefertigt. Ferner ist ein Kanal (664) in der Isolierung als Kühlkanal ausgeführt, durch den als Kühlflüssigkeit z. B. ionisiertes Wasser gepumpt wird. In Fig. 31c ist eine Isolierungs-Ausführungsform dargestellt, bei der eine erste Schicht (671) als Gold- oder Silber-Schicht ausgeführt ist, eine zweite Schicht (672) besteht aus Glas oder Quarz, während eine dritte Schicht (673) aus Sylgard, Kunststoff oder Gummi darüber angeordnet ist.

Wie schließlich in Fig. 31d dargestellt, ist Schicht (675) in Form einer einer Metall-Folie vorgesehen, auf der eine Isolierung (676) aus Sylgard, Kunststoff oder Gummi angeordnet wird.

Metallbeschichtete thermische Isolatoren sind hierbei generell vorteilhaft, da diese das Pumplicht reflektieren.

Es existieren nunmehr verschiedene Möglichkeiten die Strahlausbreitung im Slab. Diese unterscheiden sich in Abhängigkeit vom Winkel, unter dem die Slab-Endflächen abgeschrägt werden. Üblich ist hierbei, diese im Brewster- Winkel von ca. 61° abzuschrägen, wie in Fig. 32a dargestellt, wo die Strahlausbreitung in einem Slab-Laser skizziert wird, wobei der Slab (710) zwei sogenannte Brewster-Endflächen (701, 702) aufweist. An den Seitenflächen des Slabs (710) sind Beschichtungen (703, 704) vorgesehen, die z. B. aus Quarz bestehen und eine Total-Reflexion des Strahles (711) im Inneren des Slabs bewirken. Die Spiegel (715, 716) sind gemäß den oben genannten Vorgaben gefertigt, d. h. der Spiegel (715) ist hochreflektierend für 1,444 µm und hochdurchlässig bei 1,064 µm und 1,32 µm. Der Spiegel (716) hingegen ist hochdurchlässig für 1,064 µm und 1,32 µm und hat die oben erwähnte Reflektivität für 1,444 µm. In der Ausführungsform gemäß Fig. 32a ist keine antireflektierende Beschichtung notwendig. Der Ausgangsstrahl (719) dieser Anordnung ist ferner linear polarisiert, da die p-Polarisation keine Reflexionsverluste im Slab erleidet. Die Kühlung des gesamten Slabs von Endfläche zu Endfläche stellt jedoch ein Problem insoweit dar, als eine hinreichende Abdichtung erforderlich ist. Wenn die Slab-Enden nicht gekühlt werden, so resultieren weitere Strahl-Verluste aufgrund spannungsinduzierter Doppelbrechung bei höheren Pumpleistungen, was wiederum die Gesamt-Effizienz limitiert.

In Fig. 32b ist ein weiteres Ausführungsbeispiel der vorliegenden Erfindung dargestellt. Hierbei wird ein Slab (750) eingesetzt, der flache Endflächen (751, 752) aufweist und bei dem geeignete Ein- und Austrittswinkel (α) für den Strahl (753) gewählt werden. Wie in Fig. 32b dargestellt, sind die Seitenflächen des Slabs (750) wiederum mit Beschichtungen (757, 758) versehen. Diese Beschichtungen sind z. B. aus Quarz gefertigt, um die Totalreflexion des Strahles (753) im Innern des Slabs zu gewährleisten.

Der Laser-Resonator für die Ausführungsform gemäß Fig. 32b umfaßt einen ersten Spiegel (765), der hochreflektierend für 1,444 µm ist und hochdurchlässig für 1,064 µm und 1,32 µm. Ferner ist eine Beschichtung (762) auf der anderen, entgegengesetzten Endfläche (751) des Slabs (750) vorgesehen, die wiederum hochreflektierend für 1,444 µm und hochdurchlässig für 1,064 µm und 1,32 µm ist. Der Auskoppel-Spiegel (766) ist hochdurchlässig bei 1,064 µm und 1,32 µm und weist die oben bereits erwähnten vorteilhafte Reflektivität für 1,444 µm auf. Die frontseitige Endfläche (752) des Slabs (750) ist antireflektierend für 1,444 µm beschichtet und besitzt eine geringe Reflektivität für die Wellenlängen 1,064 µm und 1,32 µm. Diese Ausführungsform ist insofern vorteilhaft, da eventuell auftretende parasitäre Wellenlängen aufgrund der Drei-Spiegel-Resonator-Konfiguration komplett unterdrückt werden können.

Die Berechnung des erforderlichen Einfallswinkels (α) in Fig. 32b bestimmt sich bei gegebener Slab-Länge L, Breite w und Zahl m der "Sterne" des Strahles im Slab durch:

wobei n der Brechungsindex von ND : YAG bei 1,444 µm ist und 1,82 beträgt.

Die folgende Tabelle 1 zeigt die berechneten Einfallswinkel α für verschiedene Slab-Dimensionen und verschiedene Werte m:

Tabelle 1

Die Fig. 32c zeigt eine alternative Ausführungsform eines Slab-Lasers, bei der der Slab (780) flache Endflächen aufweist. Wie in Fig. 32c dargestellt, sind die Beschichtungen (781, 782) identisch mit den Beschichtungen (757, 758) aus Fig. 32b. Ebenso identisch sind die Resonator-Spiegel (787, 789) mit den Resonator-Spiegeln (715, 719) aus Fig. 32a. Die Endflächen des Slabs (780) sind mit Beschichtungen (785, 786) versehen, die bei 1,444 µm antireflektierend wirken und hochdurchlässig bei 1,064 µm und 1,32 µm.

Laserdioden-gepumpter Slab-Laser

Werden Laserdioden-Arrays verwendet, die etwa bei 808 nm emittieren, so läßt sich die Gesamteffizienz eines Neodym- Lasers bei 1,444 µm im Vergleich zum Pumpen durch Blitzlampen um einen Faktor 5 vergrößern. Gemäß der vorliegenden Erfindung besteht eine bevorzugte Pump- Anordnung für einen derartigen Slab-Laser darin, daß eine transversale Anregung durch die großflächigen Seitenflächen des Slabs über zweidimensionale Laserdioden-Arrays (811, 812), wie in Fig. 33 dargestellt, erfolgt. Hierbei wird der Slab (810) über Laserdioden-Arrays (811) gepumpt, der Laser-Resonator wird durch Spiegel (815, 816) und eine Beschichtung (810) auf der Endfläche des Slabs gebildet, wobei alle diese Spiegel bzw. Beschichtungen wie in Fig. 32b ausgeführt sind. Schließlich wird das Kühlen der Laserdioden-Arrays (811) dergestalt realisiert, daß eine Kühlflüssigkeit in Kühlkanälen (819, 817) durch die Arrays geleitet wird.

Gemäß der vorliegenden Erfindung werden die Laserdioden- Arrays (811) gepulst betrieben, wobei Pulsdauern zwischen 200 und 300 ms, Spitzenleistungen von 2-3 kW/cm² realsisert werden. Die Nutz-Zyklen der Arrays erreichen bis zu 2%. Noch effizientere Nutz-Zyklen bis zu 40% sind erreichbar, wenn mikro-kanal-gekühlte Laserdioden-Arrays eingesetzt werden.

Im folgenden wird die erforderliche Leistung der Laserdioden bestimmt, die erforderlich ist um einen dioden gepumpten 1,444 µm-Laser mit Ausgangsenergien größer als 2 J zu realisiseren.

Im Falle des Dioden-Pumpens kann die Anregungs-Effizienz direkt aus dem Absorptions-Koeffizienten bei 808 nm bestimmt werden. Die Absorption elektromagnetischer Strahlung bei 808 nm in einem ND : YAG-Kristall ist relativ stark, was sich in der geringen Eindringtiefe von 2,3 mm in einem 1,1 at%-dotierten Kristall äußert. Wenn w als Slab- Breite in mm angegeben ist und C₀ die Nd-Konzentration in at% angibt, kann der absorbierte Anteil der Leistung nach einem Durchgang bestimmt werden durch

P_abs/P₀ = 1 - exp[-0,4 _* C₀ _* w], (11)

wobei P₀ die einfallende Leistung bezeichnet und Pabs die absorbierte Leistung darstellt. Wenn man annimmt, daß der Slab nur von einer Seite gepumpt wird, und daß das transmittierte Licht durch eine hochreflektierende Beschichtung auf der anderen Seite des Slabs zurückreflektiert wird, ist die absorbierte anteilige Leistung gegeben durch:

P_abs/P₀ = 1 - exp[-0,8 _* C₀ _* w] (12).

Aufgrund von Quanten-Defekten stehen nur 56% der absorbierten Energie für die 1,444 µm-Linie zur Verfügung. Unter Verwendung von Gleichung (1) und dem Absorptions- Koeffizienten der Strahlung bei 808 nm gemäß Gleichung (12) ergibt sich die erforderliche Pumpenergie E_pump durch:

wobei P₀/P_abs durch Gleichung (12) bestimmt wird.

Fig. 34 zeigt in schematisierter Form einen ND : YAG-Slab (910), der von einer Seite her mit einem 60 kW Laserdioden- Array (911) gepumpt wird und eine Pulsdauern von 250 ms liefert. Die damit erreichbare-Ausgangs-Energie des Slabs erreicht 2 J bei 1,444 µm. Wie in Fig. 34 dargestellt, wird die Ausgangs-Strahlung des Laserdioden-Arrays (911) in eine Fokus-Linie fokussiert, wozu eine Zylinderlinse (923) verwendet wird. Die Zylinderlinse (923) ist für die Wellenlänge 808 nm antireflektierend beschichtet, ferner ist auch das Glasfenster (918) entsprechend mit Beschichtungen (919, 925) versehen. Das Quarzfenster (916) an der Vorderseite des Slabs (910) ist antireflektierend beschichtet für 808 nm, die Rückseite des Slabs (910) ist dagegen hochreflektierend für 808 nm beschichtet. Schließlich ist die Struktur (913) als Glasfenster ausgeführt, die verwendeten thermischen Isolatoren (912, 920) wurden bereits oben beschrieben.

Die Fig. 35 und 36 zeigen in graphischer Form die Pumpenergie erforderliche E_pump bei 808 nm und die erforderlichen Spiegelreflektivitäten, um 2 J Ausgangs- Energie bei 1,444 µm zu erreichen als Funktion der Nd- Konzentration ausgedrückt als Funktion der Slab-Breite. Hierbei wurde eine Pulsdauer von 250 µsec verwendet. Diese Ergebnisse deuten an, daß ein Laserdioden-Array mit einer Spitzenleistung von 60 kW und Pumpenergien von 15 J erforderlich ist und die Querschnitts-Fläche eines derartigen Arrays bei ca. 30 cm² liegt. Dies bedeutet, daß ein 20 mm × 150 mm großes Laserdioden-Array benötigt wird, um einen 150 mm langen Slab zu pumpen. Da die gepumpte Höhe des Slabs weniger als 20 mm beträgt, muß das Pumplicht mittels einer Zylinderlinse fokussiert werden, wie in Fig. 34 dargestellt.

Üblicherweise umfaßt ein zweidimensionales Laserdioden- Array 50-100 Reihen, von denen jede Reihe 10 mm lang und 0,1 mm hoch ist, wie in Fig. 32 dargestellt. Die einzelnen Reihen sind schichtweise angeordnet, wobei dazwischen jeweils hitzeabsorbierendes Material vorgesehen ist. Hierfür werden z. B. 0,1 mm dicke Kupfer/Wolfram-Lagen verwendet. Diese Isolator-Schichten und die einzelnen Reihen werden miteinander in einem einzigen Verfahrens- Schritt verbunden, um ein zweidimensionales Array der Länge 10 mm und Höhe 10-20 mm zu bilden. Ein derartiges Segment liefert eine Spitzenleistung von 2-4 kW. Es ist dann möglich 15 dieser Segmente in einer Reihe zu kombinieren, um so erforderliche Spitzenleistungen von ca. 60 kW zu erreichen.

Neben den beschriebenen Ausführungsformen sind für den jeweiligen Fachmann eine Reihe vielfältigster weiterer Ausführungsformen im Rahmen der vorliegenden Erfindung realisierbar.

Anhand

Wie aus dem Stand der Technik bekannt, besitzen alle beobachtbaren Laserübergänge für das Nd³⁺-Ion in ND : YAG ein gemeinsames oberes Niveau, welches üblicherweise als ⁴F_3/2- Niveau oder -Zustand bezeichnet wird. Dieser Zustand ist in sogenannte Stark-Zustände aufgespalten, die mit R₁ und R₂ bezeichnet werden. Diese Stark-Zustände werden durch einen schnellen Pump-Prozeß bevölkert, was durch nicht-strahlende Übergänge aus Pumpbanden-Zuständen resultiert. Zwischen den Stark-Zuständen liegen starke Phonon-Wechselwirkungen vor, die wiederum mittlere Lebensdauern von 100 fs aufweisen, so daß die relative Besetzung dieser Zustände sich immer im thermischen Gleichgewicht befindet.

Wenn n₁ und n₂ die Besetzungs-Dichten der Stark-Zustände R₁ und R₂ als Zahl angeregter Ionen pro Einheitsvolumen bezeichnen, dann existieren die folgenden Beziehungen zwischen n₁ und n₂:

n₁ = n/(1+B) und n₂ = nB/(1+B) (A1)

wobei:
n = n₁ + n₂,
B = exp(-(δE)/(kT)),
(δE) = 80 cm^-1 die Energie-Differenz zwischen den Stark- Zuständen R₁ und R₂ und kT die thermische Energie bezeichnet.

Bei Raumtemperatur sind demnach 59% der angeregten Ionen im R₁-Zustand und 41% im R₂-Zustand. Die Verteilung der angeregten Ionen in den beiden Stark-Zuständen beeinflußt den Laser-Betrieb, da die meisten Laser-Übergänge nur von einem dieser beiden Zustände erfolgen und lediglich der 1,0641 µm-Übergang von beiden Zuständen aus erfolgt. Dies bedeutet, daß für die meisten Laser-Übergänge nur einer der beiden Stark-Zustände einen oberen, angeregten Laser- Zustand dargestellt, während die Ionen im anderen Stark- Zustand üblicherweise durch Phonon-Wechselwirkungen laufend in den Grund-Zustand übergehen. Es ist bekannt, daß dieser Übergang berücksichtigt werden kann, wenn der effektive Wirkungsquerschnitt dieses Überganges bestimmt wird. Ebenfalls bekannt ist, daß die Grund-Zustände aller Laser- Übergänge zu einem der vierfach entarteten Zustände ⁴I_9/2, ⁴I_11/2, ⁴I_13/2 und ⁴I_15/2 gehören. Übergange mit den Wellenlängen zwischen 1,05 und 1,12 µm haben dabei nur einen Unterzustand des ⁴I_11/2-Zustandes als unteren Laser- Zustand. Übergänge mit Wellenlängen zwischen 1,32 µm und 1,444 µm besitzen dagegen einen Unterzustand des entarteten ⁴I_13/2-Zustandes als Grund-Zustand.

Während des Laser-Betriebs ist die relative Stärke einer Linie i bzw. eines Überganges bestimmt durch den effektiven Wirkungsquerschnitt der induzierten Emission σ_i, durch Absorptionsverluste α_i pro Durchgang durch die Laser- Kavität und die Reflektivität R_i des Auskoppel-Spiegels der Laser-Kavität. Eine Laser-Oszillation tritt für eine Linie i ein, wenn die Besetzungsdichte n = n₁ + n₂ einen Durchbruchs- oder Schwellenwert n_th ⁱ erreicht:

Wie aus dem Stand der Technik bekannt, muß zum Unterdrücken von Laser-Übergängen bei anderen Wellenlängen gewährleistet sein, daß der Schwellenwerte für die gewünschte Wellenlänge am niedrigsten ist. Wenn dies der Fall ist, beginnt die Wellenlänge lam_i als erste zu oszillieren und hält die Besetzungsdichte n des oberen Laserzustandes auf dem Durchbruchswert n_th ⁱ, egal wie hoch die Pumpleistung ist. Auf diese Art und Weise können andere Wellenlängen den erforderlichen Schwellenwert für die Laser-Oszillation nicht erreichen und schwingen nicht an.

Wenn jedoch die Oszillation im anschwingenden Laser-Mode bei der gewünschten Wellenlänge nicht das komplette aktive Medium ausfüllt, kann in den nichtgenutzten Bereichen jegliche mögliche Besetzungsinversion Laser-Aktivität bei anderen Wellenlängen auslösen. In ND : YAG-Stäben verursacht sphärische Aberration eine Reduzierung des genutzten Moden- Durchmessers, was zu Besetzungsinversionen in äußeren Bereichen des Stabes führt, die andere Laser-Wellenlängen anschwingen lassen. Dies erklärt, wie die 1,064 µm-Emission in einem kreisförmigen Ring in 1,444 µm-Lasern auftritt.

Die folgende Tabelle AI zeigt

a) die effektiven Wirkungs-Querschnitte der fünf stärksten Laser-Übergänge in ND : YAG, die zugehörigen
b) Besetzungsinversions-Schwellenwerte n_th ⁱ für eine Reflektivität des Auskoppelspiegels von R = 0,85 und eine Stablänge von 100 mm und
c) die maximal erlaubte Reflektivität R_max, um alle Wellenlänge zu unterdrücken außer 1,444 µm bei R = 0,85.

Wie später noch gezeigt wird, ist eine Auskoppelspiegel- Reflektivität bei ca. 0,85 immer optimal für 1,444 µm- Laser. Zu beachten ist, daß aus Tabelle AI hervorgeht, daß die Reflektivitäten bei anderen Wellenlängen geringer sein sollten als die Reflektivitäten in der Spalte mit der Überschrift R_max. Wie aus dem Stand der Technik bekannt ist ergeben sich die Reflektivitäten in dieser Tabelle als die Wurzel aus dem Produkt der Reflektivitäten im Laser- Resonator.

Tabelle AI

Im folgenden werden die Gruppen von Übergängen detailliert untersucht, die im entarteten ⁴I_13/2-Zustand enden, zu denen auch die Übergänge der 1,444 µm-Linie gehören. Wenn ein ND : YAG-Kristall gepumpt wird zerfällt die der ⁴F_3/2-Zustand mit der Besetzungsdichte n mit einer mittleren Lebensdauer t von 230 µs in strahlenden Übergängen in die vier tieferen entarteten Zustände ⁴I_9/2, ⁴I_11/2, ⁴I_13/2 und ⁴I_15/2. In jedem Zeitintervall relaxieren ca. 30% der angeregten Ionen in den Grundzustand, 56% in den ⁴I_11/2-Zustand, 14% in den ⁴I_13/2-Zustand und ca. 1% in den ⁴I_15/2-Zustand. Die Lebensdauer o_ÿ, in denen die ⁴I_13/2-Zustände gefüllt werden und von Übergängen in den Grundzustand überdeckt werden, definieren die Besetzungsdichte im unteren Laser- Zustand der 1,444 µm-Linie. Betrachtet man die Lebenszeiten aller möglichen Übergänge aus den Zuständen R₁ und R₂ in die Stark-Zustände Y₁-Y₆ des entarteten ⁴I_13/2-Zustandes, so ergibt sich die mittlere Lebensdauer des Übergangs vom Stark-Zustand R₁ → ⁴I_13/2 als o₁ = 2,142 ms und die mittlere effektive Lebensdauer des Übergangs aus dem Stark- Zustand R₂ → ⁴I_13/2 als o₂ = 1,257 ms. Die Tabelle AII zeigt die Lebensdauern und Übergangs-Anteile der Übergänge aus den Stark-Zuständen R₁ und R₂, die alle im ⁴I_13/2- Zustand enden. Wie in Tabelle AII gezeigt, ist der Übergang R₁-Y₆ für die 1,444 µm-Linie verantwortlich.

Tabelle AII

Berücksichtigt man die Besetzungsdichten n₁ und n₂, so bestimmt sich die effektive Zerfalls-Lebensdauer für den Übergang aus dem ⁴F_3/2-Zustand in den ⁴I_13/2-Zustand als o = (1+B)/(1/o₁ + B/o₂) = 1,67 ms. Dies entspricht der Zeit, in der der ⁴I_13/2-Zustand gefüllt wird. Des weiteren ist zu erwähnen, daß die sechs Stark-Zustände Y₁-Y₆ des ⁴I_13/2- Zustandes wie die vorher erwähnten Stark-Zustände R₁ und R₂ des ⁴F_3/2-Zustandes üblicherweise im thermischen Gleichgewicht vorliegen. Dies bedeutet, daß bei Raumtemperatur sich nur ein Bruchteil f = 0,0176 der relaxierten Ionen im unteren Laser-Zustand der 1,444 µm- Linie befindet. Die Relaxationszeit des ⁴I_13/2-Zustandes in den Grundzustand ist nicht bekannt, aber es wird angenommen, daß diese Zeit aufgrund von nichtstrahlenden Übergängen durch Phonon-Wechselwirkungen viel geringer als 10 µs ist. Da die relative Besetzung des Y₆-Zustandes niedrig ist, hat auch eine Relaxationszeit kleiner als 10 µs keinen Einfluß auf den Laser-Betrieb. Die Besetzungsdichte des unteren Laser-Zustandes des 1,444 µm- Übergangs kann deshalb gleich Null gesetzt werden. Dies ist wichtig, da dann das gleiche Modell angewandt werden kann, um die Ausgangsleistungen der Übergänge bei 1,064 µm, 1,32 µm und 1,444 µm zu bestimmen.

Im folgenden wird ein Modell hergeleitet, das es erlaubt die Ausgangsleistung bei verschiedensten Wellenlängen zu berechnen. Da alle Wellenlängen eine obere Besetzungsdichte n und eine vergleichsweise vernachläßigbare Besetzung des unteren Laser-Zustandes "sehen", wird die Besetzungsinversions-Unterschied δn = n gesetzt. Zu beachten ist, daß die unterschiedlichen Besetzungsdichten n₁ und n₂ bereits beim effektiven Wirkungsquerschnitt für jeden Übergang berücksichtigt wurden, wie er in Tabelle AI dargestellt wurde. Der 1,444 µm-Übergang z. B. weist eine Besetzungsdichte n₁ = n/(1+B) des unteren Laser-Zustands auf und einen Wirkungsquerschnitt σ₁. Sämtliche Laser-Eigenschaften hängen jedoch nur vom Produkt aus n₁ × σ₁ ab. Dies bedeutet, daß dieser Übergang beschrieben werden kann, indem angenommen wird, daß eine Gesamt-Besetzungsdichte n vorliegt mit einem effektiven Wirkungsquerschnitt σ = σ₁/(1+B). Ein ähnliches Ergebnis ergibt sich für die effektiven Lebensdauern t in der Größenordnung 230 µs, als Summe der Lebenszeiten der beiden Zustände gewichtet mit den thermischen Besetzungs-Wahrscheinlichkeiten. Unter Verwendung der bekannten Differential-Gleichung für die Licht-Verstärkung in einem Oszillator ergibt sich in Kombination mit den Resonator-Grenzbedingungen eine Beziehung für die Ausgangs-Energie pro Puls bei einer bestimmten Wellenlänge als E_out (siehe hierzu auch den Artikel: Optical Resonators for High Power Lasers, N. Hodgson, SPIE Proc. 1021, 1988, S. 89-100):

wobei:
R = Reflektivität des Auskoppel-Spiegels,
V_s = exp(-α₀l), Verlustfaktor pro Durchgang,
F = Stab-Querschnitt,
l = Stablänge,
I_s = hν/((σ)_effo), Sättigungsintensität,
σ = effektiver Wirkungsquerschnitt,
δt = Pulsdauer.

Die Größe δnσl wird üblicherweise als Kleinsignal- Verstärkung g₀l bezeichnet, wobei die Beziehung zwischen Kleinsignal-Verstärkung und elektrischer Pumpenergie E_electr durch die folgende Gleichung beschrieben werden kann:

g₀l = n_excitE_electr/(FI_s) (A4).

Die Anregungs-Effizienz n_excit ist definiert als Verhältnis der gespeicherten optischen Energie zur elektrischen Eingangs-Energie. Jedoch hängt n_excit in komplizierter Weise von den Pump-Kavitäts-Charakteristika ab und steigt linear mit der Photonen-Energie hν.

Im folgenden wird eine Anregungseffizienz ⁿ ₀ für die Wellenlänge λ₀ = 1,064 µm definiert. Anregungseffizienzen bei dieser Wellenlänge sind wohl bekannt. Typische Werte hierfür liegen im Bereich zwischen 3,5% und 6%, abhängig von Effektivität des Pump-Prozesses. Verwendet man dies, so kann der Ausdruck für die Ausgangs-Energie E_out umgeformt werden in:

wobei λ₀ = 1,064 µm und λ= 1,444 µm.

Die Sättigungs-Intensitäten I_s in Gleichung 5 sind:
I_s = 2,000 W/cm² für λ₀ = 1,064 µm; I_s = 7,345 W/cm² für λ₀ = 1,320 µm; und I_s = 12,104 W/cm² für λ₀ = 1,444 µm. Die einzigen unbekannten Größen in Gleichung (AS) sind die Anregungs-Effizienz ⁿ ₀ und der Verlustfaktor pro Durchgang V_s. Beide können bestimmt werden, indem die Durchbruchs- Pump-Energie E_electr,th als Funktion der Spiegel- Reflektivität für die 1,064 µm-Linie gemessen wird. Beim Durchbruch wird der Ausdruck in Klammern gleich Null. Dies bedeutet, daß sich eine Gerade ergibt, wenn die Durckbruchs-Pump-Energie gegenüber -0,5 _* ln(R) dargestellt wird. Eine derartige Darstellung, üblicherweise bezeichnet als Findlay-Clay-Plot, wird verwendet, um V_s und unter Verwendung desselben daraus schließlich ⁿ ₀ zu bestimmen. Typische Werte von V_s liegen für einen 101,4 mm langen Stab zwischen 0,93 und 0,95. Eine gute Pump-Kavität liefert Anregungseffizienzen zwischen 4% und 7%, abhängig vom Stab-Radius und den Pump-Bedingungen.

Die Fig. 37 zeigt in graphischer Form die berechneten Ausgangs-Energien pro Puls bei 1,064 µm und 1,444 µm unter Verwendung der Gleichung (A5) als Funktion der elektrischen Eingangs-Energie E_electr. Hierbei wird von einer Anregungs- Effizienz ⁿ ₀ von 5% und einem Verlustfaktor von 0,93 für beide Wellenlängen ausgegangen. Fig. 37 zeigt E_out dargestellt für drei verschiedene Reflektivitäten R (0,8, 0,85 und 0,9), δt = 0,65 ms; V_s = 0,93; ⁿ ₀ = 0,05; Stabdurchmesser = 6,35 mm. Die sogenannte "slope efficiency" n_slope ist definiert als δE_out/δE_electr. Zu beachten ist, daß für die gleiche Reflektivität, n_slope bei der Wellenlänge λ um einen Faktor λ₀/λ kleiner ist als n_slope bei 1,064 µm und daß die Durchbruchs-Eingangsenergie E_electr,th um einen Faktor σ₀/σ vergrößert wird. Für die 1,444 µm-Linie bedeutet dies, daß die "slope efficiency" 0,737mal geringer sind und der Durchbruch 8,2mal höher liegt.

Es ergab sich nun, daß dieses Modell die gemessenen Ausgangs-Energien nicht zufriedenstellend erklären konnte. Um dieses zu verstehen, wurden die Ausgangs-Leistungen von vier ND : YAG-Stäben für die Wellenlängen 1,064 µm, 1,33 µm und 1,444 µm gemessen. Die Stäbe hatten Abmessungen von 6,35 mm × 11 mm und wiesen Nd-Konzentrationen von 0,45%. 0,6%, 0,8% und 1,1% auf. Als Pump-Kavität wurde eine Eu dotierte quarz- und silber-beschichtete doppel-elliptische Pump-Kavität verwendet, die Blitzlampen waren 100%ige Krypton-Lampen, die Puls-Dauer lag bei 0,65 ms, die Resonatorlänge betrug 35 cm und die pulswiederholfrequenz war 10 Hz. Die Messungen wurden als Funktion der Auskoppelspiegel-Reflektivität vorgenommen. Die Ergebnisse deuten deshalb an, daß die "slope efficiencies" für die höheren Wellenlängen viel geringer waren als die durch das Modell vorhergesagten.

Das Problem wurde weiter untersucht, indem die gemessenen "slope efficiencies" für die Stäbe mit unterschiedlichen Dotierungs-Konzentrationen für drei Wellenlängen als Funktion der Spiegel-Reflektivitäten bestimmt wurden. Diese Untersuchung zeigte, daß der Unterschied zwischen theoretischer und experimenteller "slope efficiency" für einen höheren Auskoppel-Anteil größer wird. Anschließend wurde das Verhältnis aus experimenteller "slope efficiency" zu theoretischer "slope efficiency" untersucht, dargestellt als Funktion der Durchbruchs-Inversions-Dichte n_th = -0,5 ln(RV_s ²) für alle vier Stäbe bei drei Wellenlängen. Dabei ergab sich, daß für alle drei Wellenlängen das Verhältnis aus experimenteller "slope efficiency" zu theoretischer "slope efficiency" linear abfällt mit der Durchbruchs-Inversionsdichte n_th.

Dieses Ergebnis deutet an, daß die gespeicherte Energie in den oberen Laser-Zuständen von Wechselwirkungen zwischen angeregten Nd-Ionen oder angeregten Nd-Ionen und Verunreinigungen überdeckt wird. Die Wahrscheinlichkeiten für derartige physikalische Prozesse werden größer, wenn sich mehr Ionen im oberen Laser-Zustand befinden, d. h. eine größere Schwellwert-Inversion vorliegt. Das Ergebnis dieses physikalischen Prozesses wird üblicherweise "Konzentrations-Quenching" bezeichnet und ist verantwortlich für Migrationseffekte hinsichtlich der aufgebrachten Energie. Wenn z. B. ein Ion angeregt wird, so ist die Anregungsenergie nicht immer konstant in diesem Ion konzentriert, sondern "wandert" vielmehr zwischen verschiedenen Ionen. Innerhalb der Anregungs-Lebensdauer von 230 µs treten etwa 1000mal derartige Prozesse zwischen verschiedenen Ionen auf. Unglücklicherweise geht die aufgebrachte Energie dabei auch in Wärme-Energie über, wenn diese Energie an ein Verunreinigungs-Ion oder an ein anderes angeregtes Ion übertragen wird. Ein anderer Prozeß, der eine Energieverlust darstellt ist die sog. Kreuz- Relaxation, wenn die Hälfte der Energie des angeregten Ions an ein nicht-angeregtes Ion übergeben wird und beide Ionen im ⁴I_15/2-Zustand verbleiben. Dieser physikalische Prozeß ist zuständig für die Lebensdauer-Verkürzung bei vergrößerter Nd-Konzentration. Auf diese Art und Weise wurde demnach festgestellt, daß die drei Hauptprozesse, die ein Transferieren der optischen Energie (Anregung in das ⁴F_3/2-Level) in Wärmeenergie sind:

a) Absorption durch ein Verunreinigungs-Ion,
b) Wechselwirkung zwischen zwei angeregten Ionen und
c) Kreuzrelaxation.

Im Ergebnis liefern diese Prozesse eine verringert Besetzungs-Inversionsdichte im Vergleich zur Inversionsdichte aus dem Standard-Vier-Zustands- Lasermodell. Wie im folgenden beschrieben wird, können diese Prozesse modellmäßig berücksichtigt werden, indem von einer Kleinsignal-Verstärkung g₀l oder Inversion (δn) ausgegangen wird, die um einen Faktor C = 1 - n_th/n_s verringert ist, wobei n_s bestimmt wird aus Darstellungen des Verhältnisses von experimenteller "slope efficiency" zu theoretischer "slope efficiency" als Funktion der Inversions-Dichte. Des weiteren hängt die Dichte n_s von der Nd-Konzentration ab und kann berechnet werden unter Verwendung der Gleichung

n_s = [8,5 - 2,5 C₀/1,2] × 10¹⁷ cm^-3,

wobei C₀ die Nd- Konzentration in at% darstellt.

Die maximale Ausgangs-Energie pro Puls als Funktion der Nd- Konzentration wurde gemessen. Die Stäbe wiesen Dimensionen von 5,35 mm × 111 mm auf und hatten eine Nd-Konzentration von 0,45%, 0,6%, 0,8% und 1,1%. Als Pump-Kavität wurde eine Eu-dotierte quarz- und silber-beschichtete doppel elliptische Kavität verwendet, eingesetzt wurden ferner 100%ige Krypton-Blitzlampen, die Pulsdauer lag bei 0,65 ms, die Resonatorlänge betrug 35 cm und die Puls- Wiederholfrequenz betrug 10 Hz. Die Ausgangs-Energie pro Puls als Funktion der Nd-Konzentration unter Verwendung der elektrischen Eingangsenergie als Parameter wurde untersucht und es stellte sich heraus, daß die Nd-Konzentration von 0,45 at% nur bei Pump-Energien unter 100 J optimal war. Mit steigenden Eingangs-Energien, wird das Maximum zu höheren Konzentrationen verschoben und für Eingangs-Energien von 400-500 J liegt die optimale Nd-Konzentration zwischen 0,8- 0,9 at%. Jedoch ist die Abhängigkeit der Ausgangs-Energie von der Konzentration relativ gering und die Wahl einer falschen Konzentration bewirkt lediglich eine Verringerung der Effizienz um maximal 10%.

Des weiteren wurde entdeckt, daß die optimale Spiegel- Reflektivität nicht von der Eingangs-Energie abhängt. Dies ist ebenfalls im Gegensatz zum erwarteten Verhalten zu sehen. Üblicherweise müssen die Spiegel-Reflektivitäten bei höheren Eingangs-Energien niedriger ausgelegt werden. Jedoch ergab sich, daß wieder ein "Konzentrations- Quenching" der Grund war, daß die optimalen Spiegel- Reflektivitäten immer zwischen 85-90% liegen sollten.

In einem Laser-Stab entwickeln sich radiale Temperatur- Gradienten aufgrund der überlagerten Effekte aus Wärmeentwicklung aufgrund von Absorption des Pumplichts und Wärmeleitung aufgrund des Kühlprozesses an der äußeren Oberfläche. Diese Temperatur-Gradienten bewirken mechanische Spannungen im Stab, wobei die größten Spannungswerte an der Oberfläche des Stabes auftreten. Die maximale Oberflächenspannung kann im Vergleich zur Bruch spannung vernachlässigt werden, die von den mechanischen Eigenschaften des Wirtsmaterials und der Wärmeleistung P_h abhängt, die im Stab verteilt wird, jedoch nicht vom Stab- Radius abhängt.

Für ND : YAG liegt die Wärmeleistung P_h, bei der ein Bruch auftritt, bei ca. 120 W pro cm Stablänge. Es ist üblich, diese maximal mögliche Wärmeleistung mit der optischen Energie, gespeichert in den ⁴F_3/2-Zuständen, zu vergleichen. Für den 1,064 µm-Übergang ergaben Experimente mit einem 152,4 mm-langen ND : YAG-Stab, daß die mittlere elektrische Pumpleistung, bei der ein Brechen der Stäbe auftrat, ca. 14 kW beträgt. Die Anregungs-Effizienz der Kavität lag bei 0,053, Pulsdauer 2 ms, Pulsenergie 250 J.

Dies bedeutet, daß die maximal gespeicherte Energie E_st bei einer Wiederholfrequenz von f = 56 Hz bei 13,3 J lag. Dies entspricht einer mittleren gespeicherten Leistung P_st = E_st×f von 754 W. Dieser Wert stimmt mit der thermischen Größe P_h = 120 W/cm überein, die über interferometrische Messungen bestimmt wurde.

Unter Verwendung des beschriebenen empirischen Limits erhält man eine generelle Beziehung für die maximale gespeicherte optische Energie E_st im ⁴F_3/2-Zustand als Funktion der Wiederholfrequenz f (in Hz) und der Stablänge l (in cm) :

E_st = P_F/f

wobei P_F = 50 W cm^-1. Die maximale mittlere elektrische Pumpleistung ist gegeben durch P_electr = P_F/n_excit, wobei P_F = 50 W cm^-1.

Für mittlere bis hohe Pump-Energien, z. B. 200-1000 J, ist etwa 70-80% der gespeicherten Energie für den 1,064 µm- Übergang verfügbar und nicht mehr als 50% können in den 1,444 µm-Übergang übergehen. In einem 102 mm-langen Stab, der mit einer Wiederholfrequenz von 30 Hz gepumpt wird, kann demnach eine maximal gespeicherte optische Energie von 16,55 J realisiert werden, bevor ein Brechen des Stabes eintritt. Damit ergibt sich eine maximale Ausgangs-Energie von ca. 12 J bei 1,064 µm und 8 J bei 1,444 µm. Unter einer angenommenen Anregungs-Effizienz von 4% liegt die mittlere elektrische Pumpleistung demnach bei 12,5 kW.

Um Gleichung (AS) zu modifizieren, um nunmehr das "Konzentrations-Quenching" zu berücksichtigen, wird die Klein-Signal-Verstärkung mit C multipliziert, wobei C = 1-n_th/n_s. Dies liefert die folgende Gleichung für E_out bei 1,444 µm:

wobei:
F: Querschnitt des Stabes,
l: Stablänge,
ⁿ ₀: Anregungseffizienz bei 1,064 µm,
σ: effektiver Wirkungsquerschnitt (= 5 × 10^-20 cm²),
R: Spiegelreflektivität,
V_s: Verlustfaktor pro Durchgang,
E_electr: elektrische Eingangsenergie,
δt: Pulsdauer,
I_s: Sättigungs-Intensität (= 12,104 W/cm²),
n_s: Inversionsdichte bei P_electr = P_F/n_excit.

Bevor jedoch dieses Modell verwendet werden kann, müssen die Verlustfaktoren V_s = exp(-α₀l) bestimmt werden sowie den Abhängigkeiten von der Nd-Konzentration. Diese Informationen sind nicht leicht zu erhalten, da unterschiedliche Stäbe auch unterschiedliche Verluste aufweisen, wozu auch diverse anderer Einflüsse als die Dotierungs-Konzentration beitragen. Es wurden Messungen gemacht, in denen ein lineares Ansteigen der Verluste mit der Konzentration beobachtet wurde; der Verlust-Faktor wurde bestimmt als 0,92 für eine Stablänge von 111 mm. Deshalb wird der Wert V_s = exp(-0,008 cm^-1×l) verwendet.

Das Hauptproblem mit Gleichung (A6) liegt darin, daß die Anregungs-Effizienz ⁿ ₀ nicht allgemein bekannt ist und von der Dotierungs-Konzentration, dem Stabdurchmesser und den Pump-Kavität-Charakteristika abhängt. Als Ergebnis wird die Anregungs-Effizienz ⁿ ₀₁₁ bei den gebräuchlichsten Dotierungs-Konzentrationen von 1,1 at% als freier Parameter verwendet und die Abhängigkeit von der Konzentration berücksichtigt, indem die folgende Gleichung verwendet wird:

wobei: C₀ die Nd-Konzentration in at% darstellt, rd den Stabdurchmesser in mm und R_c die Reflektivität der Pump- Kavität (0,94 für Gold, 0,97 für Silber).

Gleichung (A7) für ⁿ ₀ wurde abgeleitet, indem ein lichtabsorbierendes Medium betrachtet wurde, das dem Beer′schen Gesetz genügt, wobei das Medium zwischen zwei Spiegel mit den Reflektivitäten R_c plaziert wurde. Der Absorptions-Koeffizient von 0,01 pro mm und at% repräsentiert den mittleren spektralen Absorptions- Koeffizienten von gepulsten Blitzlampenlicht in ND : YAG. Der erste Therm in Gleichung (A7) stellt den absorbierten Anteil an Leistung dar.

In Übereinstimmung mit der vorliegenden Erfindung liefern die Gleichungen (A6) und (A7) ein Modell, das verwendet werden kann, um den Betrieb eines 1,444 µm-Lasers zu optimieren.

Der Vorteil von Gleichung (A7) ist darin zu sehen, daß die theoretische Beschreibung des 1,444 µm-Laser-Betriebes nicht von der Effizienz des Pump-Prozesses abhängt. Die Ausgangs-Energie steht immer in einer definierten Beziehung zu der optischen Energie gespeichert zwischen dem ⁴F_3/2- Zustand und dem ⁴I_11/2-Zustand in einem Stab mit einer 1,1 at% Nd-Konzentration. Um jedoch ein geläufigeres Modell zu erhalten, werden die Abbildungs-Eigenschaften der Pump- Kavität in die theoretische Beschreibung miteinbezogen. Dies wurde erreicht, indem die Anregung numerisch mit einem sogenannten "Ray-Tracing-Algorithmus" berücksichtigt wurde. Dabei ergab sich, daß die Anregungs-Effizienz ⁿ ₀ ausgedrückt werden kann als:

wobei K eine Konstante ist, die die Verluste aufgrund von Quanten-Defekten, Strahlungs-Effizienz der Lampen etc. berücksichtigt, ⁿ _ge ist die geometrische Transfer- Effizienz. Für eine einfach-elliptische Kavität mit einer Exzentrizität e und einen inneren Lampendurchmesser ld kann die Übergangs-Effizienz durch Verwendung der folgenden Gleichung bestimmt werden:

ⁿ _ge = (α + 0,9 _* rd _* β/ld)/π (A9)

wobei:
α = arccos [(1-0,5 (1-e²)(1+rd/ld))/e]
β = arcsin [ld _* sin (α)/rd], und π = 3,1416.

Gleichung (A9) ähnelt dem Ausdruck, der aus dem oben erwähnten Buch, mit dem Titel "Solid State Laser Engineering" Walter Koechner, Springer-Verlag, 1986, S. 323-327 bekannt ist. Für eine doppel-elliptische Kavität kann die Übergangs-Effizienz aus dieser Veröffentlichung verwendet werden:

ⁿ _ge = ((α-Γ) + rd _* β/ld)/π (A10)

Ein Vergleich der Anregungseffizienz aus Gleichung (A8) mit den gemessenen Anregegungseffizienzen unter Verwendung verschiedener Pump-Kavitäten und unterschiedlicher Stäbe wurde durchgeführt, um die Konstante K zu bestimmen. Dabei ergab sich, daß

a) für Silber als reflektierendes Material K zwischen 0,07-0,08 liegt, abhängig von der Polierqualität und
b) für Gold als reflektierendes Material K ca. 20% geringer anzusetzen ist.

Wenn Gleichung (A9) und (A10) in Gleichung (A6) eingesetzt werden, liegt ein theoretisches Modell für die Ausgangs- Energie bei 1,444 µm vor. Als Funktion hierbei gehen ein der Stabdurchmesser, die Nd-Konzentration, Pulsdauer, Pump- Energie, Pump-Kavitäts-Design und Resonator-Auskoppel- Eigenschaften. Dieses Modell erwies sich in exzellenter Übereinstimmung mit den experimentellen Ergebnissen.

Claims

1. Neodym-Laser langer Wellenlänge mit

- einem Gehäuse mit einer reflektiven optischen Kavität,
- einem aktiven Lasermedium, angeordnet in der optischen Kavität, wobei das aktive Lasermedium aus kristallinem Wirtsmaterial oder Glas- Wirtsmaterial besteht, das mit Neodym-Ionen dotiert ist,
- einer Pump-Anordnung, angeordnet im Gehäuse, zum optischen Pumpen des aktiven Lasermediums im gepulsten Betrieb, sowie
- wellenlängenselektiven Elementen im Laser- Resonator, um eine hohe Reflektivität im Wellenlängenbereich zwischen 1,4 µm und 1,5 µm zu im Resonator zu garantieren sowie eine relativ geringe Reflektivität bei definierten anderen Wellenlängen,
- wobei die wellenlängenselektiven Elemente im Resonator in den definierten Wellenlängen- Bereichen relativ geringer Reflektivität eine Reflektivität R < 0,067 für Wellenlängen bei etwa 1,064 µm und R < 0,652 bei Wellenlängen um 1,32 µm aufweisen.

2. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei die Reflektivitäten der wellenlängenselektiven Elemente im Resonator ferner die folgenden Reflektivitäten R aufweisen: R < 0,797 für Wellenlängen bei 1,335 µm, R < 0,85 für Wellenlängen bei 1,33 µm und R < 0,907 für Wellenlängen bei 1,321 µm.

3. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei die Neodym-Konzentration in einem Bereich zwischen 0,45 und 1,0 at% Gewichtsanteil liegt.

4. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei das aktive Lasermedium als Stab ausgeführt ist, der eine Länge zwischen 50-180 mm sowie einen Stabdurchmesser zwischen 4-10 mm aufweist.

5. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei die Pump-Anordnung eine Möglichkeit zum Einstellen der abgegebenen Strahlungsleistung in einem Intervall zwischen 50 kW-2,5 MW aufweist.

6. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei die Pumpfrequenz in einem Frequenz-Bereich zwischen 0 und 100 Hz liegt und die möglichen Pulsdauern zwischen 0,3 ms und 1,5 ms liegen.

7. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei die wellenlängenselektiven Elemente im Resonator einen Reflektorspiegel umfassen, der eine Reflektivität R = 0,85 für Strahlung der Wellenlänge 1,444 µm aufweist.

8. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch l, wobei die optische Kavität ein oder mehrere Etalons zum Unterdrücken anderer Wellenlängen als 1,444 µm umfaßt.

9. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei die optische Kavität ein oder mehrere Prismen zum Unterdrücken anderer Wellenlängen als 1,444 µm umfaßt.

10. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei die wellenlängenselektiven Elemente mit hoher Reflektivität im Resonator mindestens drei Spiegel umfassen, die für Wellenlängen in Bereich zwischen 1,4 und 1,5 µm hochreflektierend sind.

11. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei das aktive Lasermedium einen ersten und einen zweiten Stab umfaßt und der erste und der zweite Stab einen Wellenleiter bilden.

12. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei das aktive Lasermedium als Stab ausgeführt ist und mit einer strahlungsabsorbierenden Beschichtung versehen ist, die alle Wellenlängen außerhalb des Intervalls 1,4 µm-1,5 µm absorbiert.

13. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, mit einer reflektiven beschichteten optischen Kavität, die einen elliptischen Querschnitt aufweist und einer Pump-Anordnung aus Blitzlampen, die in der optischen Kavität in einem Fokuspunkt des ellipsenförmigen Querschnitts angeordnet sind und das aktive Lasermedium im anderen Fokuspunkt des ellipsenförmigen Querschnitts angeordnet ist.

14. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 13, wobei das reflektive Material, mit dem die optische Kavität beschichtet ist, aus Silber, Gold, Aluminium, BaSO₄ oder Spectralon besteht.

15. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 14, wobei das aktive Lasermedium und die Lampen von Quarzglas umgeben sind.

16. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 15, wobei das Quarz mit seltenen Erd-Materialien dotiert ist.

17. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 13, wobei das aktive Lasermedium und die Lampen von Glas umgeben sind.

18. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 17, wobei das Glas mit seltenen Erd-Materialen dotiert ist.

19. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 15, wobei die Beschichtung der Kavität aus einer Quarzschicht besteht.

20. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 19, wobei die Quarzbeschichtung mit seltenen Erd- Materialien dotiert ist.

21. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 13, wobei die optische Kavität mit einer Beschichtung versehen ist, die aus Glas besteht.

22. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 21, wobei das Glas mit seltenen Erd-Materialien dotiert ist.

23. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 15, wobei das aktive Lasermedium und die Lampen von Kühlröhren umgeben sind, die Kühlflüssigkeit transportieren.

24. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 23, wobei die Kühlröhren aus Quarz oder Glas gefertigt sind.

25. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 24, wobei das Quarz oder Glas mit seltenen Erd-Materialien dotiert ist.

26. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, mit einer reflektiven optischen Kavität, die einen doppel elliptischen Querschnitt aufweist, wobei ein erster Teil der Kavität eine erste elliptische Kavität ist mit einem ersten und zweiten Fokus und ein anderer Teil der Kavität eine zweite elliptische Kavität ist mit einem dritten und vierten Fokus, wobei der vierte Fokus mit dem zweiten Fokus zusammenfällt, die Pump- Vorrichtung Lampen umfaßt, die in der Kavität im ersten und dritten Fokus angeordnet sind, das aktive Lasermedium im zweiten Fokus angeordnet ist und die Kavität mit hochreflektierendem Material beschichtet ist.

27. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 26, wobei das hochreflektierende Material aus Silber, Gold, BaSO₄ oder Spectralon besteht.

28. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 26, wobei das aktive Material und die Lampen von Quarz umgeben sind.

29. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 28, wobei das Quarz mit seltenen Erd-Materialien dotiert ist.

30. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, der des weiteren absorbierende Elemente in der Kavität umfaßt, die Strahlung in der UV-Region des elektromagnetischen Spektrums absorbieren.

31. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 11, wobei das aktive Lasermedium und die Lampen von Material umgeben sind, das mit Europium, Cer oder Samarium dotiert ist.

32. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 31, wobei die Dotierungskonzentrationen in einem Bereich zwischen 0,1% und 20% liegen.

33. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei die Pump-Anordnung ein rechteckförmiges zeitliches Pump-Profil produziert.

34. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, mit einer Pumpvorrichtung, die Blitz-Lampen umfaßt und die Blitz-Lampen von Kühlröhren umgeben sind, die Kühlflüssigkeiten transportieren.

35. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 34, wobei die Kühlröhren aus einem Material gefertigt sind, das mit seltenen Erd-Materialien dotiert ist.

36. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 35, wobei die seltenen Erd-Materialien aus Europium, Cer oder Samarium bestehen.

37. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, mit einem aktiven Lasermedium, das röhrenförmig dimensioniert ist, wobei

a) der innere Röhrendurchmesser im Bereich zwischen 5 und 40 mm liegt,
b) die Zylinderwandstärke im Bereich zwischen 2-15 mm liegt und
c) die Röhrenlänge zwischen 50 und 180 mm gewählt ist,
d) Mittel zum Anlegen elektrischer Pumpenergie im Bereich zwischen 50 J bis 1000 J vorgesehen sind,
e) Mittel zum Einstellen der Pump-Wiederholrate der Pulse im Bereich zwischen 0,1 Hz-100 Hz vorgesehen sind,
f) eine Einstellmöglichkeit für die Pulsdauer im Bereich zwischen 0,2 ms-1,5 ms besteht, und
g) die Neodym-Dotierung eine Neodym-Konzentration im Bereich zwischen 0,3 at%-1,1 at% aufweist.

38. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 37, wobei die wellenlängenselektiven Elemente im Resonator an einem Ende des röhrenförmigen Lasermediums angeordnet sind.

39. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei das aktive Lasermedium als Slab ausgeführt ist.

40. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 39, wobei

- die reflektive optische Kavität einen ellipsenförmigen Querschnitt aufweist,
- die Pumpvorrichtung Lampen umfaßt die in der Kavität in einem Fokus der Ellipse angeordnet sind und
- der Slab so angeordnet ist, daß mindestens ein Teil des Slabs im Fokus der Ellipse liegt und
- die Kavität mit einer hochreflektierenden Beschichtung versehen ist.

41. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 40, wobei der Slab unter dem Brewster-Winkel abgeschrägte Endflächen aufweist.

42. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 40, wobei der Slab Endflächen aufweist, die senkrecht zu den Seitenflächen angeordnet sind und die wellenlängenselektiven Elemente im Resonator, die hochreflektierend wirken, mindestens drei Spiegel umfassen, die hochreflektierend bei Wellenlängen im Bereich zwischen 1,4-1,5 µm sind und einer Spiegel aus einer Beschichtung besteht, die an einer der Slab- Endflächen angeordnet ist.

43. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 39, wobei auf jeder Seite des Slabs thermische Isolierungen vorgesehen sind.

44. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 43, wobei die thermischen Isolierungen aus Silikon, Kunststoff, Keramik, Gummi oder Glas bestehen.

45. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 43, wobei die thermischen Isolierungen aus einer Metallbeschichtung bestehen, die auf einer Seite des Slabs angeordnet sind und aus Silikon, Kunststoff, Keramik oder Glas bestehen, das mit dem Metall verbunden ist.

46. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 45, wobei das Lasermedium Kühlkanäle zum Transportieren der Kühlflüssigkeit umfaßt.

47. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 1, wobei als innerhalb der Pump-Anordnung Laserdioden vorgesehen sind.

48. Neodym-Laser langer Wellenlänge nach Anspruch 47, wobei Linsen vorgesehen sind, um die Strahlung der Laserdioden in das Lasermedium zu fokussieren.